# Yang–Mills 理論と質量ギャップ I：問題の命題（Jaffe–Witten）と、何が難しいのか > Clay 数学研究所の Yang–Mills の存在と質量ギャップの問題を Jaffe–Witten の問題記述に沿って正確に述べ、質量ギャップと相関の指数減衰の同値、ギャップのない Maxwell 場、2 次元格子理論の厳密解、4 次元で摂動論に現れないスケール Λ を証明し、解決に必要な 4 段階を整理する。 > https://rikai.mugen-giken.com/mathematics/great-problems/yang-mills-mass-gap-problem ## 0. この記事の要点 強い力は、なぜ原子核の大きさ程度の短い距離までしか届かないのでしょうか。この力を記述する方程式には「長さ」を決める定数が入っていないのに、現実の世界には決まった長さがあります。この記事は、この「長さはどこから来るのか」という問いを数学の問題として正確に述べ直し、すでに解けている易しい場合と、まだ解けていない 4 次元の場合の違いを整理します。読み終えると、問題が何を求めていて、どこが難しいのかを自分の言葉で説明できるようになります。 - Clay 数学研究所の問題は「任意のコンパクト単純 Lie 群 $G$ について、$\mathbb{R}^4$ 上の非自明な量子 Yang–Mills 理論が存在し、質量ギャップ $\Delta\gt0$ をもつことを証明せよ」です。**存在**とは、Wightman 公理や Osterwalder–Schrader 公理（場の量子論が満たすべき条件を並べたもの。§3.1）と少なくとも同じ強さの公理的性質を確立することを含みます（）。2026 年 10 月の時点で未解決です。 - **質量ギャップ**とは、ハミルトニアン $H$（系のエネルギーを表す作用素）のスペクトルが $(0,\Delta)$ に点をもたないことです。これは、真空を除いた相関が Euclid 時間（時間を虚数に取り替えた時間）について率 $\Delta$ で指数的に減衰することと同値です（）。 - 古典論にはスケールがありません。4 次元の Yang–Mills 作用は共形不変で（）、古典解は質量ギャップを示しません。質量の次元をもつ量 $\Lambda=\mu\,e^{-1/(2b_0g^2(\mu))}$ は量子論で初めて現れ、$g^2$ の摂動展開（結合が小さいとみて級数で近似する方法）のどの次数にも現れません（）。 - 「存在するがギャップが無い」例が自由な Maxwell 場です（）。「ギャップも閉じ込めもすべての結合定数で示せる」例が 2 次元の格子 Yang–Mills 理論です（）。4 次元の非可換な理論は、このどちらの方法も届かない位置にあります。 - 解決には (1) 紫外：連続極限の存在、(2) 公理の検証、(3) 非自明性、(4) 赤外：無限体積極限と質量ギャップ、の 4 段階が要ります（§7）。格子の質量ギャップが正であることと、連続極限で質量ギャップが残ることは別の主張です（）。 ## 1. 動機 ### 1.1. 何が問われているのか 量子色力学（QCD）は、陽子や中性子を作る強い力を $SU(3)$ をゲージ群とする Yang–Mills 理論で記述します。この理論の方程式には質量の次元をもつ定数が 1 つも入っていません。ところが実験で見える強い力は到達距離が $10^{-15}$ m 程度と短く、力を媒介する粒子が質量をもつかのようにふるまいます。方程式に無い長さがどこから現れるのか。これが質量ギャップの問いです。 物理では、この現象は数値計算（格子 QCD）と多くの実験で確かめられています。数学の問題は、その手前にあります。そもそも「4 次元の量子 Yang–Mills 理論」という数学的対象が**存在する**ことが証明されていません。4 次元時空で相互作用のある場の量子論を、公理を満たす形で構成した例は、2026 年の時点で 1 つもありません。Jaffe と Witten による問題記述も、この点を強調しています。 したがって問題は 2 つの部分からなります。 1. **存在**: 公理を満たす Hilbert 空間・ハミルトニアン・場の作用素を構成する。 2. **質量ギャップ**: その $H$ のスペクトルが $0$ の上に隙間をもつことを示す。 この記事では、2 つの部分の正確な意味を命題の形で述べ、どの部分がどの次元まで解けているかを整理します。個々のアプローチ（構成的場の理論、Bałaban のくりこみ群、確率量子化、確率論からの研究）は[第 13 章](/mathematics/great-problems/yang-mills-approaches)で扱います。 ### 1.2. 歴史 | 年 | 人 | 内容 | |---|---|---| | 1954 | Yang, Mills | 非可換ゲージ群 $SU(2)$ をもつ場の理論を導入 | | 1971–72 | 't Hooft, Veltman | Yang–Mills 理論が摂動論の意味でくりこみ可能であることを示す | | 1973 | Gross, Wilczek; Politzer | 漸近的自由（短距離で結合が弱くなること）を発見 | | 1973–75 | Osterwalder, Schrader | Euclid 的な公理（反射正値性）から相対論的な場の量子論を再構成 | | 1974 | Wilson | 格子ゲージ理論を導入し、強結合で閉じ込め（面積則）を示す | | 1978 | Osterwalder, Seiler | 格子ゲージ理論の反射正値性と、強結合展開の収束を証明 | | 1980 年代 | Bałaban | 3 次元と 4 次元の格子 Yang–Mills 理論の紫外安定性を証明 | | 2000 | Clay 数学研究所 | 7 つのミレニアム問題の 1 つとして公表（問題記述は Jaffe と Witten） | 漸近的自由は、短距離では結合定数が小さくなることを意味します。これは紫外（短距離）の解析には有利ですが、同時に長距離では結合が大きくなることも意味します。質量ギャップは長距離の性質なので、摂動論が使えない領域の問題です。
エネルギー μ（対数目盛） g²(μ) Λ 赤外：強結合 質量ギャップ・閉じ込め 紫外：弱結合（漸近的自由） 連続極限・摂動論
## 2. 古典 Yang–Mills 理論 ### 2.1. 接続・曲率・作用 量子論の問題を述べる前に、古典論の対象を定めます。主束と接続の一般論は[主束と接続](/mathematics/differential-geometry/principal-bundles-connections)にあります（、）。この記事では $\mathbb{R}^d$ 上の自明な束だけを使うので、接続は大域的なゲージポテンシャルで表せます。 $G$ を**コンパクト単純 Lie 群**（コンパクトな連結 Lie 群で、Lie 環 $\mathfrak{g}$ が非可換かつ $\{0\}$ と $\mathfrak{g}$ 以外のイデアルをもたないもの。例: $SU(N)$（$N\ge2$）、$SO(N)$（$N=3$ または $N\ge5$）、$Sp(N)$、例外群）とし、ユニタリ行列の群 $G\subset U(n)$ として実現しておく。$\mathfrak{g}$ は反 Hermite 行列からなる。 1. $\mathfrak{g}$ 上の $\mathrm{Ad}$ 不変内積を $\langle X,Y\rangle=-2\,\mathrm{tr}(XY)$ とする。 2. $\mathbb{R}^d$ 上の（自明束の）**接続**とは、滑らかな写像 $A_\mu\colon\mathbb{R}^d\to\mathfrak{g}$（$\mu=1,\dots,d$）の組 $A=\sum_\mu A_\mu\,dx^\mu$ をいう。 3. $A$ の**曲率**を $F_A=dA+A\wedge A$、成分で $F_{\mu\nu}=\partial_\mu A_\nu-\partial_\nu A_\mu+[A_\mu,A_\nu]$ とする。**共変微分**を $D_\mu X=\partial_\mu X+[A_\mu,X]$（$X\colon\mathbb{R}^d\to\mathfrak{g}$）とする。 4. 結合定数 $g\gt0$ について、**（Euclid 的）Yang–Mills 作用**を $$ S(A)=\frac{1}{4g^2}\int_{\mathbb{R}^d}|F_A|^2\,d^dx,\qquad|F_A|^2=\sum_{\mu,\nu=1}^d\langle F_{\mu\nu},F_{\mu\nu}\rangle $$ とする（右辺が有限のとき）。 5. 滑らかな $h\colon\mathbb{R}^d\to G$ による**ゲージ変換**を $A^h_\mu=h^{-1}A_\mu h+h^{-1}\partial_\mu h$ とする。 内積の正規化は $SU(N)$ の標準的な生成子 $t^a$（$\mathrm{tr}(t^at^b)=\frac12\delta^{ab}$）に合わせてあります。$X_a=-it^a$ は $\langle\cdot,\cdot\rangle$ の正規直交基底で、$F_{\mu\nu}=\sum_aF^a_{\mu\nu}X_a$ と書けば $S=\frac{1}{4g^2}\int\sum_{a,\mu,\nu}(F^a_{\mu\nu})^2$ となり、物理の教科書の形（ の Euclid 版で、$A$ を $gA$ に置き換えたもの）に一致します。 [ゲージ変換](/mathematics/differential-geometry/principal-bundles-connections#def-gauge-transformation)は主束の言葉では束の自己同型です（）。物理的に意味があるのは、ゲージ変換で変わらない量だけです。 1. **局所的な観測量**: $F$ とその共変微分の、ゲージ不変な多項式。たとえば $\mathcal{O}(x)=\sum_{\mu,\nu}\langle F_{\mu\nu}(x),F_{\mu\nu}(x)\rangle$（$\mathrm{tr}F^2$ と略記する）。 2. **Wilson ループ**: 区分的に滑らかな閉曲線 $C\colon[0,1]\to\mathbb{R}^d$ と $G$ の有限次元表現 $\rho$ について、$C$ に沿う平行移動（常微分方程式 $\dot u(t)=-\sum_\mu A_\mu(C(t))\dot C^\mu(t)\,u(t)$、$u(0)=1$ の解 $u(1)\in G$。これを $\mathrm{Hol}_C(A)$ と書く）を使って $$ W_\rho(C)=\frac{1}{\dim\rho}\,\mathrm{tr}\,\rho\bigl(\mathrm{Hol}_C(A)\bigr). $$ ゲージ変換で $F_{\mu\nu}\mapsto h^{-1}F_{\mu\nu}h$（）、$\mathrm{Hol}_C(A)\mapsto h(C(0))^{-1}\mathrm{Hol}_C(A)\,h(C(0))$ となるので、どちらもゲージ不変です。ポテンシャル $A_\mu(x)$ そのものはゲージ不変ではありません。この事情が量子論で大きな困難になります（§6.3）。 ### 2.2. 運動方程式とスケール不変性 の記号で次が成り立つ。 1. （ゲージ不変性）$F_{A^h}=h^{-1}F_Ah$ であり、$S(A^h)=S(A)$。 2. （Bianchi 恒等式）$D_\lambda F_{\mu\nu}+D_\mu F_{\nu\lambda}+D_\nu F_{\lambda\mu}=0$。 3. （Yang–Mills 方程式）$S(A)\lt\infty$ とする。コンパクト台をもつ滑らかな $\eta_\mu\colon\mathbb{R}^d\to\mathfrak{g}$ について $$ \frac{d}{dt}S(A+t\eta)\Big|_{t=0}=-\frac{1}{g^2}\int\sum_{\mu,\nu}\langle D_\mu F_{\mu\nu},\eta_\nu\rangle\,d^dx . $$ したがって $A$ がすべてのコンパクト台の変分について $S$ の停留点であることは、$\sum_\mu D_\mu F_{\mu\nu}=0$（$\nu=1,\dots,d$）と同値である。 4. （スケール変換）$\lambda\gt0$ について $A^\lambda_\mu(x)=\lambda A_\mu(\lambda x)$ と置くと $S(A^\lambda)=\lambda^{4-d}S(A)$。とくに $d=4$ では $S(A^\lambda)=S(A)$。 5. （共形不変性）$d=4$ のとき、$|F_A|^2\,d^4x$ は計量 $\delta_{\mu\nu}$ を $\Omega(x)^2\delta_{\mu\nu}$（$\Omega\gt0$ は滑らかな関数）に取り替えても変わらない。 **1.** $F_{A^h}=h^{-1}F_Ah$ は の 2 です。内積は $\langle h^{-1}Xh,h^{-1}Yh\rangle=-2\,\mathrm{tr}(h^{-1}XYh)=\langle X,Y\rangle$ を満たすので $|F_{A^h}|^2=|F_A|^2$ です。 **2.** の 2（$dF+A\wedge F-F\wedge A=0$）を成分で書いたものです。$dx^\lambda\wedge dx^\mu\wedge dx^\nu$ の係数を取ると、$\partial_\lambda F_{\mu\nu}+[A_\lambda,F_{\mu\nu}]$ の巡回和が $0$ になります。 **3.** $F_{A+t\eta}=F_A+t\,(D\eta)+t^2\,\eta\wedge\eta$、$(D\eta)_{\mu\nu}=D_\mu\eta_\nu-D_\nu\eta_\mu$ です。実際、$F_{\mu\nu}$ の定義に $A+t\eta$ を代入すると、$t$ の 1 次の項は $\partial_\mu\eta_\nu-\partial_\nu\eta_\mu+[A_\mu,\eta_\nu]+[\eta_\mu,A_\nu]$ です。$\eta$ の台はコンパクトなので $t$ で微分でき、 $$ \frac{d}{dt}S(A+t\eta)\Big|_{t=0}=\frac{1}{2g^2}\int\sum_{\mu,\nu}\langle F_{\mu\nu},D_\mu\eta_\nu-D_\nu\eta_\mu\rangle=\frac{1}{g^2}\int\sum_{\mu,\nu}\langle F_{\mu\nu},D_\mu\eta_\nu\rangle $$ （$F_{\mu\nu}=-F_{\nu\mu}$ を使った）。内積の $\mathrm{Ad}$ 不変性を微分した $\langle[Z,X],Y\rangle+\langle X,[Z,Y]\rangle=0$ から $\partial_\mu\langle X,Y\rangle=\langle D_\mu X,Y\rangle+\langle X,D_\mu Y\rangle$ です。$X=F_{\mu\nu}$、$Y=\eta_\nu$ に使い、左辺の積分が（$\eta$ の台がコンパクトなので）$0$ であることから $$ \int\langle F_{\mu\nu},D_\mu\eta_\nu\rangle=-\int\langle D_\mu F_{\mu\nu},\eta_\nu\rangle $$ を得ます。$\eta$ は任意なので、停留条件は $\sum_\mu D_\mu F_{\mu\nu}=0$ と同値です。 **4.** $F_{A^\lambda}(x)_{\mu\nu}=\lambda^2\bigl(\partial_\mu A_\nu-\partial_\nu A_\mu+[A_\mu,A_\nu]\bigr)(\lambda x)=\lambda^2F_{\mu\nu}(\lambda x)$ です。$y=\lambda x$ と変数変換すると $S(A^\lambda)=\frac{1}{4g^2}\int\lambda^4|F_A(\lambda x)|^2d^dx=\lambda^{4-d}S(A)$。 **5.** 正規直交余枠 $\theta^\mu=dx^\mu$ について $|F_A|^2d^4x=2\sum_a F^a\wedge\star F^a$（$F^a=\frac12\sum F^a_{\mu\nu}\theta^\mu\wedge\theta^\nu$）です。実際、Hodge スターの定義 $\alpha\wedge\star\beta=\langle\alpha,\beta\rangle\,\mathrm{vol}$（）と、2 形式の内積が $\langle F^a,F^a\rangle=\sum_{\mu\lt\nu}(F^a_{\mu\nu})^2=\frac12\sum_{\mu,\nu}(F^a_{\mu\nu})^2$ であることから、$2\sum_aF^a\wedge\star F^a=\sum_{a,\mu,\nu}(F^a_{\mu\nu})^2\,\mathrm{vol}=|F_A|^2d^4x$ です。計量を $\Omega^2$ 倍すると正規直交余枠は $\theta'^\mu=\Omega\theta^\mu$ になります。 の 1 から、新しい Hodge スター $\star'$ は $\star'(\theta'^{\mu}\wedge\theta'^{\nu})=\theta'^{\rho}\wedge\theta'^{\sigma}$（$(\mu,\nu,\rho,\sigma)$ は偶置換）を満たし、両辺の $\Omega^2$ が打ち消すので、2 形式の上で $\star'=\star$ です。$F^a$ は計量によらない 2 形式なので、$F^a\wedge\star'F^a=F^a\wedge\star F^a$ です。 4 と 5 は、**4 次元の古典 Yang–Mills 理論には長さの尺度が無い**ことを意味します。解 $A$ があれば、それを拡大・縮小した $A^\lambda$ も同じ作用をもつ解です。したがって古典解の中に「質量ギャップ $\Delta$」に相当する固有の長さ $1/\Delta$ は現れません。質量ギャップは量子論で初めて生じる性質です。 ### 2.3. 作用の下限と自己双対解 4 次元では、作用が位相的な量で下から抑えられます。これは古典論に非自明な解があることと、汎関数積分の「主要な寄与」が自明な $A=0$ の近くだけではないことを示します。 $d=4$ とし、$(\star F)_{\mu\nu}=\frac12\sum_{\rho,\sigma}\varepsilon_{\mu\nu\rho\sigma}F_{\rho\sigma}$ と書きます。$|F_A|^2$ が可積分な接続について $$ k(A)=\frac{1}{32\pi^2}\int_{\mathbb{R}^4}\sum_{\mu,\nu}\langle F_{\mu\nu},(\star F)_{\mu\nu}\rangle\,d^4x=-\frac{1}{8\pi^2}\int_{\mathbb{R}^4}\mathrm{tr}(F_A\wedge F_A) $$ を**位相電荷**と呼びます（第 2 の等号は $\mathrm{tr}(F\wedge F)=\frac14\sum\varepsilon_{\mu\nu\rho\sigma}\mathrm{tr}(F_{\mu\nu}F_{\rho\sigma})\,d^4x$ と $\langle X,Y\rangle=-2\mathrm{tr}(XY)$ から）。被積分関数は第 2 Chern 形式（）の $-1$ 倍です。 $d=4$ とし、$A$ を $|F_A|^2$ が可積分な接続とする。 1. $S(A)\ge\dfrac{8\pi^2}{g^2}\,|k(A)|$。等号は $F=\star F$（自己双対）または $F=-\star F$（反自己双対）のとき、そのときに限る。 2. $F=\pm\star F$ を満たす接続は Yang–Mills 方程式 $\sum_\mu D_\mu F_{\mu\nu}=0$ を満たす。 3. $A'-A$ がコンパクト台をもつなら $k(A')=k(A)$。 **1.** $\varepsilon$ の縮約公式 $\sum_{\mu,\nu}\varepsilon_{\mu\nu\rho\sigma}\varepsilon_{\mu\nu\rho'\sigma'}=2(\delta_{\rho\rho'}\delta_{\sigma\sigma'}-\delta_{\rho\sigma'}\delta_{\sigma\rho'})$ から $$ \sum_{\mu,\nu}\langle(\star F)_{\mu\nu},(\star F)_{\mu\nu}\rangle=\frac14\cdot2\sum_{\rho,\sigma}\bigl(\langle F_{\rho\sigma},F_{\rho\sigma}\rangle-\langle F_{\rho\sigma},F_{\sigma\rho}\rangle\bigr)=\sum_{\rho,\sigma}\langle F_{\rho\sigma},F_{\rho\sigma}\rangle=|F|^2 . $$ したがって各点で $$ 0\le\sum_{\mu,\nu}\bigl\langle F_{\mu\nu}\mp(\star F)_{\mu\nu},\,F_{\mu\nu}\mp(\star F)_{\mu\nu}\bigr\rangle=2|F|^2\mp2\sum_{\mu,\nu}\langle F_{\mu\nu},(\star F)_{\mu\nu}\rangle . $$ 積分して $\int|F|^2\ge\pm32\pi^2k(A)$、すなわち $S(A)=\frac{1}{4g^2}\int|F|^2\ge\frac{8\pi^2}{g^2}|k(A)|$ です。等号は、符号を $k(A)$ の符号に合わせたとき被積分関数（非負の連続関数）が恒等的に $0$、すなわち $F=\pm\star F$ のときに限ります（$k(A)=0$ で等号なら $S=0$、$F=0$ で、これも $F=\pm\star F$ を満たします）。 **2.** $F=\pm\star F$ なら $\sum_\mu D_\mu F_{\mu\nu}=\pm\frac12\sum_{\mu,\rho,\sigma}\varepsilon_{\mu\nu\rho\sigma}D_\mu F_{\rho\sigma}$ です。$\varepsilon_{\mu\nu\rho\sigma}$ は $(\mu,\rho,\sigma)$ について完全反対称なので、$D_\mu F_{\rho\sigma}$ を巡回和の $\frac13$ で置き換えられ、それは Bianchi 恒等式（ の 2）により $0$ です。 **3.** $\mathrm{tr}(XY)$ は $\mathfrak{g}$ 上の次数 2 の不変多項式なので、Chern–Weil の定理（ の 2）から、$\eta=A'-A$、$A_t=A+t\eta$ として $$ \mathrm{tr}(F_{A'}\wedge F_{A'})-\mathrm{tr}(F_A\wedge F_A)=d\Bigl(2\int_0^1\mathrm{tr}(\eta\wedge F_{A_t})\,dt\Bigr) $$ です。右辺の括弧の中は $\eta$ の台に台をもつ滑らかな 3 形式なので、Stokes の定理によりその外微分の $\mathbb{R}^4$ 上の積分は $0$ です。 同じ下限は物理の記法で にもあります。 $G=SU(2)$、$X_a=-\frac{i}{2}\sigma_a$（$\sigma_a$ は Pauli 行列）とすると $[X_a,X_b]=\sum_c\varepsilon_{abc}X_c$、$\langle X_a,X_b\rangle=\delta_{ab}$ です。**'t Hooft 記号** $\eta^a_{\mu\nu}$（$a=1,2,3$、$\mu,\nu=1,\dots,4$）を、反対称で $\eta^a_{ij}=\varepsilon_{aij}$、$\eta^a_{i4}=\delta_{ai}$（$i,j\le3$）と定めます。$\eta^a$ は自己双対（$\frac12\varepsilon_{\mu\nu\rho\sigma}\eta^a_{\rho\sigma}=\eta^a_{\mu\nu}$）で、 $$ \sum_{b,c}\varepsilon_{abc}\eta^b_{\mu\kappa}\eta^c_{\nu\lambda}=\delta_{\mu\nu}\eta^a_{\kappa\lambda}-\delta_{\mu\lambda}\eta^a_{\kappa\nu}-\delta_{\kappa\nu}\eta^a_{\mu\lambda}+\delta_{\kappa\lambda}\eta^a_{\mu\nu},\qquad\sum_{a,\mu,\nu}(\eta^a_{\mu\nu})^2=12 $$ を満たします（前者は有限個の成分の恒等式で、定義から直接確かめられます）。$\rho\gt0$、$D(x)=|x|^2+\rho^2$ として $$ A^a_\mu(x)=\frac{2\sum_\nu\eta^a_{\mu\nu}x_\nu}{D(x)} $$ と置きます。微分の項は $$ \partial_\mu A^a_\nu-\partial_\nu A^a_\mu=-\frac{4\eta^a_{\mu\nu}}{D}-\frac{4}{D^2}\sum_\kappa\bigl(x_\mu\eta^a_{\nu\kappa}-x_\nu\eta^a_{\mu\kappa}\bigr)x_\kappa , $$ 交換子の項は、上の恒等式と $\sum_{\kappa,\lambda}\eta^a_{\kappa\lambda}x_\kappa x_\lambda=0$ から $$ \sum_{b,c}\varepsilon_{abc}A^b_\mu A^c_\nu=\frac{4}{D^2}\Bigl(\sum_\kappa\bigl(x_\mu\eta^a_{\nu\kappa}-x_\nu\eta^a_{\mu\kappa}\bigr)x_\kappa+|x|^2\eta^a_{\mu\nu}\Bigr) $$ です。足すと $$ F^a_{\mu\nu}=-\frac{4\eta^a_{\mu\nu}}{D}+\frac{4|x|^2\eta^a_{\mu\nu}}{D^2}=-\frac{4\rho^2\,\eta^a_{\mu\nu}}{(|x|^2+\rho^2)^2}. $$ $\eta^a$ が自己双対なので $F=\star F$ です。作用は、$\mathbb{R}^4$ の単位球面の面積が $2\pi^2$ であることと $\int_0^\infty\frac{r^3\,dr}{(r^2+\rho^2)^4}=\frac{1}{12\rho^4}$ から $$ S=\frac{1}{4g^2}\int\frac{16\rho^4\cdot12}{(|x|^2+\rho^2)^4}\,d^4x=\frac{48\rho^4}{g^2}\cdot2\pi^2\cdot\frac{1}{12\rho^4}=\frac{8\pi^2}{g^2}, $$ したがって $k(A)=1$ で、 の等号が成り立ちます。この解は中心と大きさ $\rho$ を自由に選べます。$\rho$ が任意であることは、スケール不変性（ の 4）の現れです。 古典論の解析の基礎になるのは、次の Uhlenbeck の定理です。量子論の構成でも、「曲率が小さい配位は、うまくゲージを選べばポテンシャルも小さい」という形の評価が各スケールで必要になります（[第 13 章](/mathematics/great-problems/yang-mills-approaches)の Bałaban の方法）。 $G$ をコンパクト Lie 群とする。 1. （局所 Coulomb ゲージ）4 次元の単位球 $B^4$ 上の自明束について、定数 $\varepsilon\gt0$ と $C\lt\infty$（$G$ だけで決まる）があって次が成り立つ。Sobolev 空間 $W^{1,2}$ に属する接続 $A$ が $\|F_A\|_{L^2(B^4)}\lt\varepsilon$ を満たすなら、$W^{2,2}$ に属するゲージ変換 $h$ があって、$A'=A^h$ は $\sum_\mu\partial_\mu A'_\mu=0$、境界で法線成分が $0$、かつ $\|A'\|_{W^{1,2}(B^4)}\le C\|F_A\|_{L^2(B^4)}$ を満たす。 2. （弱コンパクト性）$M$ をコンパクトな 4 次元 Riemann 多様体、$P\to M$ を主 $G$ 束、$p\gt2$ とする。$P$ の $W^{1,p}$ 接続の列 $A_n$ が $\sup_n\|F_{A_n}\|_{L^p}\lt\infty$ を満たすなら、部分列とゲージ変換 $h_n$ があって $A_n^{h_n}$ は $W^{1,p}$ で弱収束する。 は**主張のみ**です。証明は非線形楕円型方程式の連続法と Sobolev 空間での陰関数定理を使う 1 編の論文（K. Uhlenbeck, "Connections with $L^p$ bounds on curvature", *Comm. Math. Phys.* 83 (1982)）で、この記事の範囲を超えます。この記事の定理の証明には使いません。4 次元で $p=2$ がちょうど境界になること（1 は $L^2$ ノルムが**小さい**ときだけ成り立ち、2 は $p\gt2$ を要すること）は、 の 4 のスケール不変性の反映です。 ## 3. 問題の命題 ### 3.1. 公理と「存在」 場の量子論が「存在する」とは何かを定めるのが公理系です。Wightman 公理は Minkowski 時空の[Hilbert 空間](/mathematics/functional-analysis/hilbert-spaces#def-hilbert-space)・[ユニタリ表現](/mathematics/compact-groups/peter-weyl#def-unitary-representation)・作用素値超関数に対する条件、Osterwalder–Schrader（OS）公理は Euclid 空間の相関関数（Schwinger 関数）に対する条件で、OS 公理から Wightman 理論が再構成されます。Rikai では[Wightman 公理](/physics/axiomatic-qft/wightman-axioms)と [Osterwalder–Schrader 公理](/physics/axiomatic-qft/osterwalder-schrader)で扱っています。ここでは、この記事で使う形に述べ直します。 次の定義は条件の列挙ですが、ねらいは 2 つです。Wightman 公理は、「量子力学の Hilbert 空間とエネルギー $H\ge0$ の上に、相対性理論と両立する場の作用素がある」ことを言葉にしたものです。Osterwalder–Schrader 公理は、時間を虚数に取り替えた Euclid 空間での相関関数（Schwinger 関数）に条件を課します。中心の**反射正値性**は、時間を反転して重ねた量が「内積として負にならない」という要請で、これにより相関関数から Hilbert 空間を作れます。 **Wightman 公理**（）。組 $(\mathcal{H},U,\Omega,\{\phi_j\})$ が次を満たすこと。 - (W0) $\mathcal{H}$ は可分な Hilbert 空間、$U$ は Poincaré 群の強連続ユニタリ表現。 - (W1) スペクトル条件: 並進の生成子 $(H,\boldsymbol{P})$ の結合スペクトルは閉前方光錐 $\{p:p^0\ge|\boldsymbol{p}|\}$ に含まれる。とくに $H\ge0$。 - (W2) 真空: 単位ベクトル $\Omega$ は $U$ で不変で、並進で不変なベクトルは $\Omega$ のスカラー倍に限る。 - (W3) 場: 各 $\phi_j$ は、共通の稠密な不変定義域の上の作用素値緩増加超関数 $f\mapsto\phi_j(f)$。 - (W4) 共変性: $U(a,\Lambda)\phi_j(f)U(a,\Lambda)^{-1}$ は、$\phi_j$ のテンソルの型に応じた変換則で表される。 - (W5) 局所可換性: 台が空間的に離れた $f,g$ について $[\phi_i(f),\phi_j(g)]=0$。 - (W6) 巡回性: $\phi_{j_1}(f_1)\cdots\phi_{j_n}(f_n)\Omega$ の線形包は稠密。 **OS 公理**（）。Schwinger 関数の列 $\{S_n\}$ が、(E0) 緩増加性と成長条件、(E1) Euclid 共変性、(E2) **反射正値性** $\sum_{n,m}S_{n+m}(\Theta f_n^*\otimes f_m)\ge0$（$f_n$ は正の時刻に台をもつ試験関数、$\Theta$ は時間反転と複素共役）、(E3) 対称性、(E4) クラスター性、を満たすこと。 **再構成定理**（）。(E0)〜(E4) を満たす $\{S_n\}$ から、Wightman 公理を満たす理論がユニタリ同値を除いて一意に定まる。Hilbert 空間は反射正値性の定める内積の完備化、ハミルトニアン $H\ge0$ は時間方向の並進が誘導する縮小半群 $e^{-tH}$ の生成作用素である（）。 Yang–Mills 理論では、基本の場 $A_\mu$ がゲージ不変でないので、公理に現れる場 $\phi_j$ として何を取るかを決めなければなりません。Jaffe と Witten の問題記述は、これを次のように定めています。 $G$ をコンパクト単純 Lie 群とする。 1. **ゲージ群 $G$ の 4 次元量子 Yang–Mills 理論**とは、 の意味の場の量子論で、次を満たすものをいう。 - (a) 局所的な量子場の作用素が、曲率 $F$ とその共変微分のゲージ不変な局所多項式（$\mathrm{tr}F_{ij}F_{kl}(x)$ など。 の 1）に対応して存在する。 - (b) それらの相関関数は、短距離で、漸近的自由と摂動論的くりこみ理論の予言に一致する（エネルギー運動量テンソルと作用素積展開が存在し、その局所的な特異性が漸近的自由の予言どおりであることを含む）。 2. $\Omega$ は Poincaré 不変なので $H\Omega=0$、また $H\ge0$ である。理論が**質量ギャップ** $\Delta\gt0$ をもつとは、$H$ が区間 $(0,\Delta)$ にスペクトルをもたないことをいう。そのような $\Delta$ の上限 $m$ を**質量**といい、$m\lt\infty$ を要求する。 3. **問題**: 任意のコンパクト単純ゲージ群 $G$ について、$\mathbb{R}^4$ 上の非自明な量子 Yang–Mills 理論が存在し、質量ギャップ $\Delta\gt0$ をもつことを証明せよ。存在は、Streater–Wightman の本と Osterwalder–Schrader の論文にある公理と少なくとも同じ強さの公理的性質を確立することを含む。 原文の中心の文は "a non-trivial quantum Yang–Mills theory exists on $\mathbb{R}^4$ and has a mass gap $\Delta>0$"（A. Jaffe, E. Witten, "Quantum Yang–Mills theory"）です。同じ内容を Rikai では にも置いています。問題記述について、読み落としやすい点を 4 つ挙げます。 - **「非自明」の意味。** 自由場（Gauss 的な理論）を持ってきて「存在する」と言うことは認められません。条件 1(b) が、短距離のふるまいを指定することでこれを排除しています。 - **$m\lt\infty$ の要求。** $H$ のスペクトルが $\{0\}$ だけ（$\mathcal{H}=\mathbb{C}\Omega$）という自明な理論を除きます。 - **$\mathbb{R}^4$ 全体であること。** トーラス $T^4$ 上の構成は、それだけで大きな進展ですが、問題の解決ではありません。Jaffe と Witten は、コンパクトな時空での構成ができたとしても、体積について一様な質量ギャップと無限体積極限 $T^4\to\mathbb{R}^4$ を得る方法は知られていないと述べています。 - **コンパクト性の議論だけでは足りないこと。** 問題記述の脚注は、部分列の収束（弱い意味の存在）だけでは存在の部分の解決と認めず、極限の性質（質量ギャップと公理）を別の方法で確立することを求めています。 Rikai の規約に従い、未解決の主張であることを明示して置きます。 任意のコンパクト単純 Lie 群 $G$ について、 の意味の非自明な 4 次元量子 Yang–Mills 理論が $\mathbb{R}^4$ 上に存在し、質量ギャップ $\Delta\gt0$ をもつ。 これは**未解決の主張**です。どの 1 つの $G$ についても証明されていません。この記事と次の章では、この主張を仮定した命題は立てません。 Jaffe と Witten は、QCD が強い力を記述するために量子論のレベルで必要な性質として、(1) 質量ギャップ、(2) クォークの閉じ込め、(3) カイラル対称性の破れ、の 3 つを挙げています。ミレニアム問題が求めているのは (1) だけです。(2) は、物質場のない理論では Wilson ループの**面積則**（：大きな長方形ループの期待値が $e^{-\sigma\cdot\text{面積}}$ のように減衰すること）として定式化されます。面積則と質量ギャップは別の命題で、一方から他方が出ることは知られていません。 ### 3.2. 質量ギャップと相関の指数的減衰 質量ギャップは $H$ のスペクトルについての条件です。これを相関関数の言葉に直したものが次の定理で、格子の計算や確率論の方法で質量ギャップを示すときの入口になります。有限自由度の格子模型での対応する主張は （連結相関関数は $e^{-(E_1-E_0)t}$ で減衰し、$E_1-E_0$ が質量ギャップ ）です。そこでは $H$ のスペクトルが離散的でした。連続の理論では連続スペクトルを扱う必要があるので、スペクトル測度で証明します。 直感はこうです。$e^{-tH}$ は、エネルギー $\lambda$ の成分を $e^{-t\lambda}$ 倍する操作です。時間 $t$ が大きくなると、エネルギーの大きい成分ほど速く消え、真空（エネルギー $0$）の成分だけが残ります。エネルギーが $0$ と $\Delta$ の間に空きがあれば、真空以外で最後まで残る成分でも減衰の速さは $e^{-t\Delta}$ 以上になります。逆に、$0$ のすぐ上にスペクトルがあれば、いくらでも遅く減衰する成分が残ります。次の定理は、この対応を正確にしたものです。 $\mathcal{H}$ を Hilbert 空間、$H\ge0$ を自己共役作用素、$\Omega$ を $H\Omega=0$ を満たす単位ベクトル、$D\subset\mathcal{H}$ を稠密な部分空間とする。$\Delta\gt0$ について次の 3 つは同値である。 1. $\mathrm{Ker}\,H=\mathbb{C}\Omega$（真空の一意性）かつ $\sigma(H)\cap(0,\Delta)=\emptyset$（質量ギャップ $\Delta$）。 2. すべての $\psi,\chi\in\mathcal{H}$ と $t\ge0$ について $$ \bigl|\langle\psi,e^{-tH}\chi\rangle-\langle\psi,\Omega\rangle\langle\Omega,\chi\rangle\bigr|\le e^{-t\Delta}\,\|\psi\|\,\|\chi\|. $$ 3. すべての $\psi\in D$ について定数 $C_\psi\lt\infty$ があって、すべての $t\ge0$ で $$ 0\le\langle\psi,e^{-tH}\psi\rangle-|\langle\Omega,\psi\rangle|^2\le C_\psi\,e^{-t\Delta}. $$ $E$ を $H$ のスペクトル測度（）とします。$H\ge0$ なので $E$ は $[0,\infty)$ に台をもち、$e^{-tH}=\int_{[0,\infty)}e^{-t\lambda}dE(\lambda)$、$E(\{0\})$ は $\mathrm{Ker}\,H$ への直交射影です。$P_\Omega$ を $\mathbb{C}\Omega$ への直交射影とします。$\Omega\in\mathrm{Ker}\,H$ なので $P_\Omega\le E(\{0\})$ です。 **1 ⇒ 2.** 仮定から $E(\{0\})=P_\Omega$、$E((0,\Delta))=0$（）なので $$ e^{-tH}-P_\Omega=\int_{[\Delta,\infty)}e^{-t\lambda}\,dE(\lambda). $$ 被積分関数は $[\Delta,\infty)$ 上で $e^{-t\Delta}$ 以下なので、関数計算のノルム評価（ の 2）により $\|e^{-tH}-P_\Omega\|\le e^{-t\Delta}$ です。$\langle\psi,P_\Omega\chi\rangle=\langle\psi,\Omega\rangle\langle\Omega,\chi\rangle$ と Cauchy–Schwarz の不等式から 2 が出ます。 **2 ⇒ 3.** $\chi=\psi$ と置けば上界が $C_\psi=\|\psi\|^2$ で成り立ちます。下界は、$\mu_\psi(B)=\langle\psi,E(B)\psi\rangle$ と書くと $$ \langle\psi,e^{-tH}\psi\rangle=\mu_\psi(\{0\})+\int_{(0,\infty)}e^{-t\lambda}\,d\mu_\psi(\lambda)\ \ge\ \|E(\{0\})\psi\|^2\ \ge\ \|P_\Omega\psi\|^2=|\langle\Omega,\psi\rangle|^2 $$ から出ます（これは仮定なしで成り立ちます）。 **3 ⇒ 1.** $\psi\in D$ とします。上の分解から、3 は $$ \bigl(\|E(\{0\})\psi\|^2-\|P_\Omega\psi\|^2\bigr)+\int_{(0,\infty)}e^{-t\lambda}\,d\mu_\psi(\lambda)\le C_\psi e^{-t\Delta}\qquad(t\ge0) $$ を意味します。左辺の 2 つの項はどちらも非負です。 まず $t\to\infty$ とすると右辺は $0$ に収束するので、$\|E(\{0\})\psi\|^2=\|P_\Omega\psi\|^2$ です。$Q=E(\{0\})-P_\Omega$ は直交射影で $\|Q\psi\|^2=\|E(\{0\})\psi\|^2-\|P_\Omega\psi\|^2=0$。$D$ は稠密で $Q$ は有界なので $Q=0$、すなわち $\mathrm{Ker}\,H=\mathbb{C}\Omega$ です。 次に $0\lt\delta\lt\Delta$ を取ります。$(0,\Delta-\delta]$ の上で $e^{-t\lambda}\ge e^{-t(\Delta-\delta)}$ なので $$ e^{-t(\Delta-\delta)}\,\mu_\psi\bigl((0,\Delta-\delta]\bigr)\le\int_{(0,\infty)}e^{-t\lambda}\,d\mu_\psi(\lambda)\le C_\psi e^{-t\Delta}, $$ したがって $\mu_\psi((0,\Delta-\delta])\le C_\psi e^{-t\delta}$ がすべての $t\ge0$ で成り立ち、$t\to\infty$ として $\|E((0,\Delta-\delta])\psi\|^2=0$ を得ます。$D$ の稠密性から $E((0,\Delta-\delta])=0$。$\delta\downarrow0$ として、射影値測度の可算加法性から $E((0,\Delta))=0$。 により $\sigma(H)\cap(0,\Delta)=\emptyset$ です。 3 ⇒ 1 の向きが、構成の側から質量ギャップを示すときに使う向きです。稠密な $D$ として「正の時刻に台をもつ観測量を真空に作用させたベクトル」を取れば、3 は Euclid 的な相関関数の時間方向の減衰の評価になります。減衰率は**一様に** $\Delta$ でなければなりませんが、定数 $C_\psi$ は $\psi$ ごとに違ってかまいません。
スペクトル（エネルギー λ） 0（真空） Δ 空（ギャップ） スペクトルは [Δ, ∞) に載る Euclid 時間 t 真空を除いた相関 ≲ e^(−Δt)（指数的に減衰）
問題記述にある形（空間方向に離れた相関の減衰）との関係を、OS 公理の言葉で述べておきます。Euclid 空間には時間と空間の区別がないので、時間方向の減衰は、回転すればどの方向の減衰にもなります。 $\{S_n\}$ を (E0)(E1)(E2) を満たす $\mathbb{R}^d$ 上の Schwinger 関数（）、$\mathcal{H}$、$\Omega$、$H$ を反射正値性から作った Hilbert 空間・真空・ハミルトニアンとし、 の条件 1 が $\Delta\gt0$ で成り立つとする。$f,g\in\mathcal{S}(\mathbb{R}^d)$ の台が原点中心・半径 $r$ の球に含まれるとき、任意の単位ベクトル $e\in\mathbb{R}^d$ と $\delta\gt0$ について定数 $C\lt\infty$ があって、すべての $s\ge2(r+\delta)$ で $$ \bigl|S_2(f\otimes g_{se})-S_1(f)\,S_1(g)\bigr|\le C\,e^{-\Delta(s-2r-2\delta)},\qquad g_{se}(x)=g(x-se). $$ $R$ を $Re_0=e$ となる回転（$e_0$ は時間方向の単位ベクトル）とし、$f^R(x)=f(Rx)$、$g^R(x)=g(Rx)$ と置きます。Euclid 共変性 (E1) から $S_2(f\otimes g_{se})=S_2(f^R\otimes(g^R)_{se_0})$、$S_1(f)=S_1(f^R)$、$S_1(g)=S_1(g^R)$ です。$f^R,g^R$ の台も半径 $r$ の球に含まれます。 $c=r+\delta$ とし、$f_1(x)=f^R(x+ce_0)$、$g_1(x)=g^R(x-ce_0)$ と置きます。$f_1$ の台は時刻が $(-c-r,-c+r)\subset(-\infty,0)$ の範囲に、$g_1$ の台は時刻が正の範囲にあります。並進不変性 (E1) で全変数を $-ce_0$ だけずらすと $$ S_2\bigl(f^R\otimes(g^R)_{se_0}\bigr)=S_2\bigl(f_1\otimes T_{s-2c}\,g_1\bigr),\qquad(T_tg_1)(x)=g_1(x-te_0). $$ $h(x)=\overline{f_1(\theta x)}$（$\theta$ は時間反転）は正の時刻に台をもち、$\Theta h^*=f_1$ です。したがって、$h$ と $g_1$ の定める $\mathcal{H}$ のベクトルを $[h],[g_1]$ と書くと、（内積は $\langle[h],[g]\rangle=S_2(\Theta h^*\otimes g)$ で、時間並進 $T_t$ は $e^{-tH}$ を誘導する）により、$t=s-2c\ge0$ として $$ S_2(f_1\otimes T_tg_1)=\langle[h],e^{-tH}[g_1]\rangle,\qquad\langle[h],\Omega\rangle=S_1(f_1)=S_1(f),\qquad\langle\Omega,[g_1]\rangle=S_1(g_1)=S_1(g). $$ の 2 から、左辺と $S_1(f)S_1(g)$ の差の絶対値は $e^{-t\Delta}\|[h]\|\,\|[g_1]\|$ 以下です。$C=\|[h]\|\,\|[g_1]\|$ と置けば主張を得ます。 問題記述のコメントには、質量ギャップ $\Delta$ の帰結として、真空期待値が $0$ の局所的な作用素 $\mathcal{O}$ について、任意の $C\lt\Delta$ で $|\langle\Omega,\mathcal{O}(\boldsymbol{x})\mathcal{O}(\boldsymbol{y})\Omega\rangle|\le e^{-C|\boldsymbol{x}-\boldsymbol{y}|}$（$|\boldsymbol{x}-\boldsymbol{y}|$ が十分大きいとき）が成り立つことが挙げられています。これは同時刻の実時間の相関についての主張で、Wightman 公理（スペクトル条件・局所可換性・Lorentz 共変性）から導かれます（Araki–Hepp–Ruelle 1962、Fredenhagen 1985）。 はその Euclid 版で、基本の場の 2 点関数の場合です。この記事の後の議論では だけを使います。 ## 4. 「存在するが質量ギャップが無い」例：Maxwell 場 ゲージ群が可換な $U(1)$ のとき、Yang–Mills 理論は電磁場（Maxwell 場）の理論になります。相互作用が無いので、Fock 空間の上に厳密に構成できます。しかしこの理論には質量ギャップがありません。光子の質量が $0$ だからです。問題記述がゲージ群を**単純群**（とくに非可換）に限っているのは、このためです。 この節の定理 は、「光子の集まりとして Hilbert 空間を作ると、公理の主な条件は満たせるが、エネルギーがいくらでも $0$ に近い光子がいるので質量ギャップは無い」と言っています。ここで **Fock 空間**とは、光子（粒子）が 0 個、1 個、2 個、…ある状態を全部まとめた Hilbert 空間のことで、生成作用素・消滅作用素は粒子を 1 個増やす・減らす作用素です。定理は番号が多いので、1 から 4 が公理の確認、5 が相関のべき減衰、6 がギャップの不在、と読み分けると追いやすくなります。 ここだけ Minkowski 計量 $\eta=\mathrm{diag}(1,-1,-1,-1)$ を使い、添字は $\eta$ で上げ下げします。$k\cdot x=k^0x^0-\boldsymbol{k}\cdot\boldsymbol{x}$ です。場の強さ $F_{\mu\nu}(x)$ は反対称テンソルなので、試験関数も反対称テンソル $f=(f^{\mu\nu})$、$f^{\mu\nu}=-f^{\nu\mu}\in\mathcal{S}(\mathbb{R}^4;\mathbb{R})$ に取り、形式的に $F(f)=\frac12\int\sum F_{\mu\nu}(x)f^{\mu\nu}(x)\,d^4x$ と考えます。このような $f$ の全体を $\mathcal{T}$ と書きます。$f\in\mathcal{T}$ について $$ \hat f^{\mu\nu}(k)=\int e^{ik\cdot x}f^{\mu\nu}(x)\,d^4x,\qquad j_f(\boldsymbol{k})_\nu=\sum_\mu k^\mu\hat f_{\mu\nu}(k)\Big|_{k=(|\boldsymbol{k}|,\boldsymbol{k})},\qquad d\mu_0(\boldsymbol{k})=\frac{d^3k}{(2\pi)^3\,2|\boldsymbol{k}|} $$ と置き、空間成分 $\boldsymbol{j}_f=(j_1,j_2,j_3)$ の $\boldsymbol{k}$ に垂直な部分を $v_f(\boldsymbol{k})=\boldsymbol{j}_f-\hat{\boldsymbol{k}}(\hat{\boldsymbol{k}}\cdot\boldsymbol{j}_f)$（$\hat{\boldsymbol{k}}=\boldsymbol{k}/|\boldsymbol{k}|$）とします。1 粒子空間を、横波の空間 $$ \mathfrak{h}=\bigl\{v\in L^2(\mathbb{R}^3,d\mu_0;\mathbb{C}^3):\ \boldsymbol{k}\cdot v(\boldsymbol{k})=0\ \text{（ほとんどすべての }\boldsymbol{k}\text{）}\bigr\} $$ とし、$\mathcal{F}=\mathcal{F}_{\mathrm{b}}(\mathfrak{h})$ をその上のボソン Fock 空間（：$\mathfrak{h}$ の対称テンソル積の直和。$\Omega$ は真空、$\mathcal{F}_0$ は有限粒子部分空間）、$a(v),a(v)^*$ を消滅・生成作用素とします。 $f\in\mathcal{T}$ について、$\mathcal{F}_0$ 上の作用素 $F(f)=a(v_f)+a(v_f)^*$ を考える。 1. （場）$v_f\in\mathfrak{h}$ で、$f\mapsto F(f)$ は実線形、$F(f)$ は $\mathcal{F}_0$ 上の対称作用素である。$\langle\Omega,F(f)F(g)\Omega\rangle=\langle v_f,v_g\rangle$ で、$F(f_1)\cdots F(f_n)\Omega$（$n\ge0$）の線形包は $\mathcal{F}$ で稠密である。 2. （Maxwell 方程式）$h=(h^\nu)$、$h^\nu\in\mathcal{S}(\mathbb{R}^4;\mathbb{R})$ について、$f^{\mu\nu}=\partial^\mu h^\nu-\partial^\nu h^\mu$ または $f^{\mu\nu}=\sum_{\rho,\sigma}\varepsilon^{\mu\nu\rho\sigma}\partial_\rho h_\sigma$ ならば $F(f)=0$。すなわち超関数の意味で $\partial^\mu F_{\mu\nu}=0$、$\varepsilon^{\mu\nu\rho\sigma}\partial_\nu F_{\rho\sigma}=0$。 3. （並進とスペクトル条件）$(u(a)v)(\boldsymbol{k})=e^{ik\cdot a}v(\boldsymbol{k})$（$k=(|\boldsymbol{k}|,\boldsymbol{k})$）は $\mathfrak{h}$ 上の強連続ユニタリ表現で、$U(a)=\Gamma(u(a))$ は $U(a)\Omega=\Omega$、$U(a)F(f)U(a)^{-1}=F(f(\cdot-a))$ を満たす。時間並進は $U((t,\boldsymbol{0}))=e^{itH}$、$H=\mathrm{d}\Gamma(\omega)$（$\omega$ は $|\boldsymbol{k}|$ を掛ける作用素）で、エネルギー運動量の結合スペクトルは閉前方光錐に含まれる。 4. （局所可換性）$f,g\in\mathcal{T}$ の台がコンパクトで、互いに空間的に離れている（$x\in\mathrm{supp}f$、$y\in\mathrm{supp}g$ なら $(x-y)^2\lt0$）ならば、$\mathcal{F}_0$ 上で $[F(f),F(g)]=0$。 5. （べき減衰）$f^{12}=-f^{21}=f_0$、$g^{12}=-g^{21}=g_0$ で他の成分が $0$ のとき $$ \langle\Omega,F(f)F(g)\Omega\rangle=\iint f_0(x)\,g_0(y)\,\mathcal{W}(x-y)\,d^4x\,d^4y $$ と書け、超関数 $\mathcal{W}$ は空間的な $\xi=(t,\boldsymbol{x})$（$\varrho=|\boldsymbol{x}|^2-t^2\gt0$）の上で関数 $$ \mathcal{W}(\xi)=\frac{1}{\pi^2}\Bigl(\frac{1}{\varrho^2}-\frac{2(x_1^2+x_2^2)}{\varrho^3}\Bigr) $$ に等しい。とくに $\mathcal{W}(\lambda\xi)=\lambda^{-4}\mathcal{W}(\xi)$ で、$\xi=(0,0,0,r)$ では $\mathcal{W}=\dfrac{1}{\pi^2r^4}$。 6. （ギャップが無い）$\mathrm{Ker}\,H=\mathbb{C}\Omega$ かつ $\sigma(H)=[0,\infty)$。したがって、どの $\Delta\gt0$ についても $\sigma(H)\cap(0,\Delta)\ne\emptyset$ である。 **準備：$v_f\in\mathfrak{h}$ と内積の形。** $\hat f_{\mu\nu}$ は反対称なので $\sum_\nu k^\nu j_\nu=\sum_{\mu,\nu}k^\mu k^\nu\hat f_{\mu\nu}=0$、すなわち $|\boldsymbol{k}|\,j_0+\boldsymbol{k}\cdot\boldsymbol{j}=0$ で、$j_0=-\hat{\boldsymbol{k}}\cdot\boldsymbol{j}$ です。したがって $$ -\sum_\nu\overline{j_\nu}\,j^\nu=-|j_0|^2+|\boldsymbol{j}|^2=|\boldsymbol{j}|^2-|\hat{\boldsymbol{k}}\cdot\boldsymbol{j}|^2=|v_f|^2\ \ge0 . $$ $\hat f$ は急減少で、$|k^\mu|\le|\boldsymbol{k}|$ から $|j_{f,\nu}(\boldsymbol{k})|\le4|\boldsymbol{k}|\max_{\mu,\nu}|\hat f_{\mu\nu}(k)|$ なので $\int|v_f|^2d\mu_0\lt\infty$、また $\boldsymbol{k}\cdot v_f=0$ なので $v_f\in\mathfrak{h}$ です。偏極化して $\langle v_f,v_g\rangle=-\int\sum_\nu\overline{j_{f,\nu}}\,j_g^{\ \nu}\,d\mu_0$ です。 **1.** $f\mapsto v_f$ は実線形で、$a(v)^*$ は $v$ について線形、$a(v)$ は反線形なので（）、$f\mapsto F(f)$ は実線形です。$a(v)$ と $a(v)^*$ は $\mathcal{F}_0$ 上で互いに共役なので（）$F(f)$ は対称です。$a(v)\Omega=0$ と正準交換関係 $[a(u),a(v)^*]=\langle u,v\rangle$（）から $$ \langle\Omega,F(f)F(g)\Omega\rangle=\langle a(v_f)^*\Omega,a(v_g)^*\Omega\rangle=\langle\Omega,a(v_f)a(v_g)^*\Omega\rangle=\langle v_f,v_g\rangle . $$ 稠密性を示します。まず $\{v_f\}$ の複素線形包 $D$ が $\mathfrak{h}$ で稠密であることを見ます。$f^{0i}=-f^{i0}=\alpha(x^0)\beta_i(\boldsymbol{x})$（$i=1,2,3$）、他の成分 $0$ とします。$f_{0i}=-f^{0i}$ なので $j_i=k^0\hat f_{0i}=-|\boldsymbol{k}|\,\hat\alpha(|\boldsymbol{k}|)\,\tilde\beta_i(\boldsymbol{k})$（$\hat\alpha(s)=\int e^{isx^0}\alpha$、$\tilde\beta_i(\boldsymbol{k})=\int e^{-i\boldsymbol{k}\cdot\boldsymbol{x}}\beta_i$）です。$\alpha$ を Gauss 関数に取れば $\hat\alpha(s)=e^{-s^2/2}$ とできます。$u\in\mathfrak{h}$ がすべての $v_f$ と直交するとすると、$u$ は横波なので $\langle u,v_f\rangle=\langle u,\boldsymbol{j}_f\rangle$ で、 $$ 0=\int\overline{u(\boldsymbol{k})}\cdot\tilde\beta(\boldsymbol{k})\,e^{-|\boldsymbol{k}|^2/2}\,\frac{d^3k}{2(2\pi)^3} $$ がすべての実の $\beta_i\in\mathcal{S}(\mathbb{R}^3)$、したがって複素線形包を取ってすべての $\tilde\beta\in\mathcal{S}(\mathbb{R}^3;\mathbb{C}^3)$ で成り立ちます。$u$ は $d^3k$ について局所可積分（$\int_{|\boldsymbol{k}|\le R}|u|\,d^3k\le(\int|u|^2\frac{d^3k}{|\boldsymbol{k}|})^{1/2}(\int_{|\boldsymbol{k}|\le R}|\boldsymbol{k}|\,d^3k)^{1/2}$）なので、$u=0$ がほとんどいたるところで成り立ちます。よって $D$ は稠密です。 次に、$F(f_1)\cdots F(f_n)\Omega$ の線形包 $\mathcal{D}$ が $a(v_{f_1})^*\cdots a(v_{f_n})^*\Omega$ をすべて含むことを $n$ についての帰納法で示します。$F(f_1)\cdots F(f_n)\Omega$ を $a,a^*$ で展開すると、$a^*$ だけの項 $a(v_{f_1})^*\cdots a(v_{f_n})^*\Omega$ のほかは、交換関係で $a$ を右へ送ると粒子数が $n-2$ 以下の同じ形のベクトルの線形結合になり、帰納法の仮定で $\mathcal{D}$ に入ります。$a(v)^*$ は $v$ について複素線形なので、$\mathcal{D}$ は $v_j\in D$ についての $a(v_1)^*\cdots a(v_n)^*\Omega$ もすべて含みます。$D$ が稠密なので、真空の巡回性（）により $\mathcal{D}$ は $\mathcal{F}$ で稠密です。 **2.** $f^{\mu\nu}=\partial^\mu h^\nu-\partial^\nu h^\mu$ のとき、部分積分で $\hat f_{\mu\nu}(k)=-i(k_\mu\hat h_\nu-k_\nu\hat h_\mu)$ です。光錐上では $k^2=\sum k^\mu k_\mu=0$ なので $$ j_\nu=\sum_\mu k^\mu\hat f_{\mu\nu}=-i\bigl(k^2\hat h_\nu-k_\nu(k\cdot\hat h)\bigr)=i\,(k\cdot\hat h)\,k_\nu . $$ 空間成分は $\boldsymbol{j}=-i(k\cdot\hat h)\boldsymbol{k}$ で $\boldsymbol{k}$ に平行なので $v_f=0$、$F(f)=0$ です。$f^{\mu\nu}=\sum\varepsilon^{\mu\nu\rho\sigma}\partial_\rho h_\sigma$ のときは $j_\nu$ が $\sum k^\mu k_\rho\,\varepsilon_{\mu\nu}{}^{\rho\sigma}\hat h_\sigma$ の定数倍で、$\varepsilon$ の反対称性から $0$ です。$F(f)=\frac12\int F_{\mu\nu}f^{\mu\nu}$ に前者を入れて形式的に部分積分すると $-\int(\partial^\mu F_{\mu\nu})h^\nu$ なので、これは $\partial^\mu F_{\mu\nu}=0$ を表します。後者も同様です。 **3.** $|e^{ik\cdot a}|=1$ で $e^{ik\cdot a}$ はスカラーなので、$u(a)$ は横波の条件を保つユニタリで、$a$ についての強連続性は優収束定理から出ます。$\widehat{f(\cdot-a)}(k)=e^{ik\cdot a}\hat f(k)$ から $v_{f(\cdot-a)}=u(a)v_f$。$\Gamma(u)$ はユニタリで $\Gamma(u)\Omega=\Omega$（）、$\Gamma(u)a(v)^{*}\Gamma(u)^{-1}=a(uv)^{*}$（）なので共変性が成り立ちます。$u((t,\boldsymbol{0}))=e^{it\omega}$ なので $U((t,\boldsymbol{0}))=\Gamma(e^{it\omega})=e^{it\mathrm{d}\Gamma(\omega)}$ です（ の 3）。$n$ 粒子空間の上でエネルギー運動量は $\sum_{j=1}^n(|\boldsymbol{k}_j|,\boldsymbol{k}_j)$ を掛ける作用素で、各項は前方光錐の境界上にあり、閉前方光錐は和について閉じているので、結合スペクトルは閉前方光錐に含まれます。 **4.** 正準交換関係から、$\mathcal{F}_0$ 上で $[F(f),F(g)]=\langle v_f,v_g\rangle-\langle v_g,v_f\rangle$ です。$f$ は実なので $\overline{\hat f(k)}=\int e^{-ik\cdot x}f(x)d^4x$ で、準備の式から $$ \langle v_f,v_g\rangle=-\sum_{\mu,\nu,\rho}\iint f_{\mu\nu}(x)\,g_\rho{}^{\nu}(y)\int k^\mu k^\rho e^{-ik\cdot(x-y)}\,d\mu_0(\boldsymbol{k})\,d^4x\,d^4y . $$ $W_0$ を緩増加超関数 $W_0(\varphi)=\int\bigl(\int e^{-ik\cdot\xi}\varphi(\xi)d^4\xi\bigr)d\mu_0(\boldsymbol{k})$ とすると、$k^\mu k^\rho e^{-ik\cdot\xi}=-\partial^\mu\partial^\rho e^{-ik\cdot\xi}$ なので $$ \langle v_f,v_g\rangle=\sum_{\mu,\nu,\rho}(\partial^\mu\partial^\rho W_0)(\varphi_{\mu\rho}),\qquad\varphi_{\mu\rho}(\xi)=\sum_\nu\int f_{\mu\nu}(\xi+y)\,g_\rho{}^{\nu}(y)\,d^4y $$ です。$\langle v_g,v_f\rangle$ は、同じ式で $W_0(\xi)$ を $\check W_0(\xi)=W_0(-\xi)$ に替えたものになります（$f,g$ と $x,y$ を入れ替え、$\sum_\nu g_{\mu\nu}f_\rho{}^\nu=\sum_\nu f_{\rho\nu}g_\mu{}^\nu$ を使う）。$\varphi_{\mu\rho}$ の台はコンパクト集合 $\mathrm{supp}f-\mathrm{supp}g$ に含まれ、仮定からこれは空間的な点だけからなります。したがって、$W_0-\check W_0$ が空間的な点の全体（開集合）の上で $0$ であることを示せば十分です。 $\varepsilon\gt0$ について $W_0^\varepsilon(\xi)=\int e^{-ik\cdot\xi-\varepsilon|\boldsymbol{k}|}d\mu_0$ と置きます。$\xi=(t,\boldsymbol{x})$、$r=|\boldsymbol{x}|$、$s=\varepsilon+it$ として極座標で計算すると、角度積分が $4\pi\frac{\sin\kappa r}{\kappa r}$ を与え、 $$ W_0^\varepsilon(\xi)=\frac{1}{4\pi^2r}\int_0^\infty\sin(\kappa r)\,e^{-s\kappa}\,d\kappa=\frac{1}{4\pi^2r}\cdot\frac{r}{r^2+s^2}=\frac{1}{4\pi^2\bigl(r^2-(t-i\varepsilon)^2\bigr)} . $$ $\varepsilon\downarrow0$ で、$W_0^\varepsilon$ は超関数として $W_0$ に収束します（$\varphi$ の Fourier 変換は $d\mu_0$ 可積分なので優収束定理）。一方、$r\gt|t|$ となる点のコンパクト集合の上では $W_0^\varepsilon(\xi)$ は $\frac{1}{4\pi^2(r^2-t^2)}$ に一様収束します。よって空間的な点の集合の上で $W_0$ は関数 $\frac{1}{4\pi^2(r^2-t^2)}$ に等しく、これは $\xi\mapsto-\xi$ で不変です。したがってそこで $W_0-\check W_0=0$ です。 **5.** この $f$ では $f_{12}=f^{12}=f_0$ なので $j_2=k^1\hat f_0$、$j_1=k^2\hat f_{21}=-k^2\hat f_0$、$j_0=j_3=0$ です。$\boldsymbol{j}=(-k^2,k^1,0)\hat f_0$ は $\boldsymbol{k}$ に垂直なので $v_f=\boldsymbol{j}$ で、 $$ \langle v_f,v_g\rangle=\int(k_1^2+k_2^2)\,\overline{\hat f_0(k)}\,\hat g_0(k)\,d\mu_0=\iint f_0(x)g_0(y)\,\bigl[-(\partial_1^2+\partial_2^2)W_0\bigr](x-y)\,d^4x\,d^4y . $$ 空間的な点では 4 で見たとおり $W_0=\frac{1}{4\pi^2\varrho}$ です。$\partial_1^2\varrho^{-1}=-2\varrho^{-2}+8x_1^2\varrho^{-3}$ なので $-(\partial_1^2+\partial_2^2)\varrho^{-1}=4\varrho^{-2}-8(x_1^2+x_2^2)\varrho^{-3}$ で、$\frac{1}{4\pi^2}$ を掛けて主張の式を得ます。$\varrho$ は 2 次の同次式なので $\mathcal{W}$ は $-4$ 次の同次関数です。 **6.** $\omega$ は $\mathfrak{h}$ 上で $|\boldsymbol{k}|$ を掛ける自己共役作用素です。任意の $\lambda_0\ge0$ と $\varepsilon\gt0$ について、$\{\boldsymbol{k}:\lambda_0-\varepsilon\lt|\boldsymbol{k}|\lt\lambda_0+\varepsilon\}$ に台をもつ $0$ でない横波の $v\in\mathfrak{h}$ があり（たとえば $v=(-k^2,k^1,0)\chi(|\boldsymbol{k}|)$、$\chi$ はその区間の定義関数）、$\|(\omega-\lambda_0)v\|\le\varepsilon\|v\|$ なので、$\lambda_0\in\sigma(\omega)$ です（ の 3）。よって $\sigma(\omega)=[0,\infty)$。また $\omega v=\lambda v$ なら $v$ は球面 $|\boldsymbol{k}|=\lambda$（測度 $0$）の外で $0$ なので $v=0$、すなわち $\omega$ は固有値をもちません。（$\sigma(\mathrm{d}\Gamma(\omega))$ は $\{0\}$ と $\sigma(\omega)$ の有限和の全体の閉包）から $\sigma(H)=[0,\infty)$、（$\omega$ が固有値をもたなければ $\mathrm{Ker}\,\mathrm{d}\Gamma(\omega)=\mathbb{C}\Omega$）から真空の一意性が出ます。 1〜4 は、反対称テンソル場 $F_{\mu\nu}$ についての Wightman 公理の (W1)〜(W3)、(W5)、(W6) と並進についての (W4) に当たります。ここで証明していないのは、Lorentz 変換についての共変性（(W0) の Poincaré 群の表現と (W4) の残り）と、(W3) のうち $f\mapsto\langle\psi,F(f)\chi\rangle$ の $\mathcal{S}$ の位相での連続性です。どちらも成り立つことが知られていますが、この記事では使いません。この意味で Maxwell 場は「存在」の条件を満たす理論です。しかし 6 により質量ギャップはなく、5 のとおり相関は距離の $-4$ 乗でしか減衰しません。 の言葉では、条件 3 がどの $\Delta\gt0$ でも成り立ちません。 非可換な理論との違いは、古典作用の形にはっきり現れます。$U(1)$ では $[A_\mu,A_\nu]=0$ で $F$ は $A$ の 1 次式、作用は 2 次式で、理論は自由場です。非可換な $G$ では $F$ に $[A_\mu,A_\nu]$ があり、作用に $A$ の 3 次と 4 次の項が現れて、ゲージ場が自分自身と相互作用します。質量ギャップは、この自己相互作用の効果として期待されています。 | 理論 | 公理を満たす構成 | 質量ギャップ | 根拠 | |---|---|---|---| | 質量 $m\gt0$ の自由スカラー場（4 次元） | ある | ある（$\Delta=m$） | 、 | | 自由な Maxwell 場（4 次元） | ある | **ない** | | | $P(\phi)_2$（2 次元、弱結合） | ある | ある | 、Glimm–Jaffe–Spencer 1974 | | 2 次元 Yang–Mills（格子、すべての結合） | 格子の測度として | 面積則が厳密に成り立つ | | | 4 次元 Yang–Mills（$G$ 単純） | **未解決** | **未解決** | | ## 5. 解けている場合：2 次元の格子 Yang–Mills 理論 2 次元では、格子の上で Wilson ループの期待値が厳密に計算でき、**すべての結合定数で**面積則が成り立ちます。理由は、2 次元のゲージ場には局所的な自由度が無いことです。ゲージを固定すると、プラケットごとの変数が独立になります。Rikai では $G=U(1),SU(N)$ と Wilson 作用の場合を で扱っています。ここでは一般のコンパクト群と一般のプラケット重みについて、直接証明します。 ねらいは、長方形の Wilson ループ（長方形の縁を 1 周する平行移動の平均）の期待値を、面積 $RT$ の関数として厳密に書き下すことです。証明の流れは、(1) ゲージを固定して変数を減らし、(2) 変数をプラケット（格子の最小の正方形）ごとの独立な変数に取り替え、(3) 1 つのプラケットの平均を計算し、(4) それを面積の分だけ掛け合わせる、の 4 段です。 **設定。** 格子は自由境界の長方形 $\Lambda=\{0,\dots,L_1\}\times\{0,\dots,L_2\}\subset\mathbb{Z}^2$ とします。水平なリンク（$(x,y)$ から $(x+1,y)$ へ）に $U_{x,y}\in G$、垂直なリンク（$(x,y)$ から $(x,y+1)$ へ）に $V_{x,y}\in G$ を置き、プラケット $p=(x,y)$（$0\le x\lt L_1$、$0\le y\lt L_2$）の変数を、左下の頂点から反時計回りに回った積 $$ U_p=U_{x,y}\,V_{x+1,y}\,U_{x,y+1}^{-1}\,V_{x,y}^{-1} $$ とします。$G$ をコンパクト群、$dU$ を正規化された Haar 測度（群の左右の移動で不変な確率測度。：左右の移動と反転で不変な確率測度）、$w\colon G\to\mathbb{R}$ を連続な[**類関数**](/mathematics/compact-groups/characters-su2#def-class-function)（$w(gUg^{-1})=w(U)$）で $\int_Gw\,dU\ne0$ を満たすものとし、 $$ Z=\int\prod_pw(U_p)\prod_{\text{リンク}}dU_b,\qquad\langle\Phi\rangle_\mu=\frac1Z\int\Phi\,\prod_pw(U_p)\prod_{\text{リンク}}dU_b $$ と置きます（下の定理の 1 により $Z\ne0$）。$w\gt0$ のとき、これは確率測度 $\mu$ による期待値です。$w$ に符号を許すのは、第 13 章で熱核を重みに使うときに、その正値性を別に証明しなくて済むようにするためです。Wilson 作用（）は $w(U)=e^{-S_p(U)}$、$S_p(U)=\beta\bigl(1-\frac1N\mathrm{Re}\,\mathrm{tr}\,U\bigr)$ の場合です。ゲージ変換 $h\colon\Lambda\to G$ はリンク $b=(z\to z')$ の変数を $h(z)U_bh(z')^{-1}$ に変え、$U_p$ を共役 $h(z)U_ph(z)^{-1}$ に変えるので、$\mu$ はゲージ不変です。 上の設定で、$\rho$ を $G$ の有限次元既約ユニタリ表現、$d_\rho$ をその次元、$\chi_\rho=\mathrm{tr}\,\rho$ とし、 $$ c_\rho=\frac{1}{d_\rho}\cdot\frac{\int_G\chi_\rho(U)\,w(U)\,dU}{\int_Gw(U)\,dU} $$ と置く。 1. $Z=\bigl(\int_Gw\,dU\bigr)^{L_1L_2}$。 2. $\mathcal{C}$ を $\Lambda$ の中の $R\times T$ の長方形の境界を反時計回りに 1 周する閉路、$U_{\mathcal{C}}$ をそれに沿うリンク変数の積とすると $$ \Bigl\langle\frac{1}{d_\rho}\chi_\rho(U_{\mathcal{C}})\Bigr\rangle_\mu=c_\rho^{\,RT}. $$ 3. $w\gt0$ とする。$\rho$ が自明表現でなければ $|c_\rho|\lt1$。したがって $\sigma_\rho=-\log|c_\rho|\gt0$ として、Wilson ループの期待値の絶対値は $e^{-\sigma_\rho RT}$ で、$w$ の取り方（結合定数の値）によらず面積則に従う。 **第 1 段：ゲージ固定。** $T$ を、すべての垂直リンクと、最下段 $y=0$ の水平リンクからなる集合とします。$T$ は閉路を含まず、すべての頂点をつなぎます（木）。配位 $(U,V)$ に対し、$h(0,0)=1$ から始めて、$T$ のリンク $b=(z\to z')$ をたどるごとに $h(z')=h(z)U_b$ と定めると、$h\colon\Lambda\to G$ が一意に決まり、ゲージ変換した配位では $T$ 上のリンク変数がすべて $h(z)U_bh(z')^{-1}=1$ になります。$h$ は $T$ 上の変数だけで決まります。$\Phi$ をゲージ不変な有界可測関数とします。$T$ 上の変数を固定すると、$T$ に属さないリンク $b=(z\to z')$ の変数の変換 $U_b\mapsto h(z)U_bh(z')^{-1}$ は固定した元による左右の移動なので、Haar 測度を保ちます。したがって、$T$ の外の変数について先に積分し、$\Phi$ のゲージ不変性を使うと $$ \int\Phi\prod_bdU_b=\int\Phi\big|_{T\text{ 上で }1}\prod_{b\notin T}dU_b $$ です（$T$ 上の変数についての積分は、被積分関数がそれらによらなくなるので $1$ を与えます）。これは木ゲージ（）の、この格子での形です。 **第 2 段：プラケット変数への変数変換。** $T$ 上で $1$ と置くと、残る変数は $U_{x,y}$（$1\le y\le L_2$）で、$U_{x,0}=1$ として $$ U_p=U_{x,y}\,U_{x,y+1}^{-1}=:P_{x,y}\qquad(p=(x,y)). $$ $x$ を固定して、変数変換 $(U_{x,1},\dots,U_{x,L_2})\mapsto(P_{x,0},\dots,P_{x,L_2-1})$ を考えます。$P_{x,0}=U_{x,1}^{-1}$、$P_{x,y}=U_{x,y}U_{x,y+1}^{-1}$ です。$U_{x,L_2}$ から順に積分します。他を固定したとき $U_{x,y+1}\mapsto U_{x,y}U_{x,y+1}^{-1}$ は反転と左移動の合成なので Haar 測度を保ち、最後の $U_{x,1}\mapsto U_{x,1}^{-1}$ も保ちます。したがって、任意の有界可測関数 $\Psi$ について $$ \int\Psi\bigl((P_{x,y})\bigr)\prod_{x}\prod_{y=1}^{L_2}dU_{x,y}=\int\Psi\bigl((P_{x,y})\bigr)\prod_{x,y}dP_{x,y} $$ です。$\Psi=\prod_pw(P_p)$ と取れば、右辺は 1 変数の積分の積なので、1 の $Z=(\int w)^{L_1L_2}$ が出ます。$\tilde w=w/\int w$ と置くと、ゲージ不変な $\Phi$ の期待値は、ゲージ固定した $\Phi$ を $P_{x,y}$ の関数として書いて $\prod_{x,y}\tilde w(P_{x,y})\,dP_{x,y}$ で積分したものです。$w\gt0$ のとき、これは「$(P_{x,y})$ が独立で、それぞれ密度 $\tilde w$ をもつ」ことを意味します。 **第 3 段：1 つのプラケットの平均。** $M=\int_G\rho(U)\tilde w(U)\,dU$ と置きます。$g\in G$ について、Haar 測度の両側不変性と $\tilde w$ が類関数であることから $$ \rho(g)\,M\,\rho(g)^{-1}=\int\rho(gUg^{-1})\tilde w(U)\,dU=\int\rho(U')\tilde w(g^{-1}U'g)\,dU'=M . $$ よって $M$ は $\rho$ と可換で、Schur の補題（ の 2）によりスカラー $c\,1$ です。トレースを取ると $c\,d_\rho=\int\chi_\rho\tilde w$、すなわち $c=c_\rho$ です。したがって、任意の行列 $A,B$ について $\int A\,\rho(U)\,B\,\tilde w(U)\,dU=c_\rho\,AB$ です。 **第 4 段：ループの期待値。** $\chi_\rho(U_{\mathcal{C}})\prod_pw(U_p)$ はゲージ不変なので、第 1 段によりゲージ固定して計算できます。長方形を $[x_0,x_0+R]\times[y_0,y_0+T]$ とします。垂直リンクは $1$ なので、$U_x=U_{x,y_0}$、$U'_x=U_{x,y_0+T}$ と書くと $$ U_{\mathcal{C}}=U_{x_0}U_{x_0+1}\cdots U_{x_0+R-1}\cdot U'^{-1}_{x_0+R-1}\cdots U'^{-1}_{x_0+1}U'^{-1}_{x_0}. $$ 第 2 段の関係 $U_{x,y+1}^{-1}=U_{x,y}^{-1}P_{x,y}$ を繰り返すと $U'^{-1}_x=U_x^{-1}Q_x$、$Q_x=P_{x,y_0}P_{x,y_0+1}\cdots P_{x,y_0+T-1}$ です。$U_x$ は $P_{x,y}$（$y\lt y_0$）だけの関数で、$Q_x$ は $P_{x,y}$（$y_0\le y\lt y_0+T$）だけの関数です。そこで $$ \rho(U_{\mathcal{C}})=\rho(U_{x_0}\cdots U_{x_0+R-1})\,\rho(U_{x_0+R-1})^{-1}\rho(Q_{x_0+R-1})\,\rho(U_{x_0+R-2})^{-1}\rho(Q_{x_0+R-2})\cdots\rho(U_{x_0})^{-1}\rho(Q_{x_0}) $$ を、まず $P_{x,y}$（$x_0\le x\lt x_0+R$、$y_0\le y\lt y_0+T$）について $\prod\tilde w(P_{x,y})\,dP_{x,y}$ で積分します（Fubini の定理）。これらの $RT$ 個の変数は、右辺の積の中にそれぞれちょうど 1 回、$\rho(P_{x,y})$ の形で現れるので、第 3 段を 1 変数ずつ使うと、各 $\rho(P_{x,y})$ がスカラー $c_\rho$ に置き換わります。すなわち各 $\rho(Q_x)$ が $c_\rho^T$ に置き換わり、残りは $\rho(U_{x_0}\cdots U_{x_0+R-1})\rho(U_{x_0+R-1})^{-1}\cdots\rho(U_{x_0})^{-1}=1$ です。残りの変数についての $\prod\tilde w\,dP$ の積分は $1$ です。よって $\langle\rho(U_{\mathcal{C}})\rangle_\mu=c_\rho^{RT}\,1$ で、トレースを取って 2 を得ます。 **第 5 段：$|c_\rho|\lt1$。** $\rho(U)$ はユニタリなので $|\chi_\rho(U)|\le d_\rho$、したがって $|c_\rho|\le1$ です。$|c_\rho|=1$ と仮定します。$c_\rho=e^{i\alpha}$ と書くと $\int\bigl(d_\rho-\mathrm{Re}(e^{-i\alpha}\chi_\rho(U))\bigr)\tilde w(U)\,dU=0$ で、被積分関数は非負の連続関数、$\tilde w\gt0$、Haar 測度は空でない開集合で正（）なので、すべての $U$ で $\chi_\rho(U)=e^{i\alpha}d_\rho$ です。$U=1$ と置くと $e^{i\alpha}=1$ で、$\mathrm{tr}\,\rho(U)=d_\rho$ はユニタリ行列 $\rho(U)$ の固有値がすべて $1$ であること、すなわち $\rho(U)=1$ を意味します。これは $\rho$ が自明表現（の直和、既約なので自明表現そのもの）であることを意味し、仮定に反します。 整数 $n\ge0$ と $\beta\gt0$ について $I_n(\beta)=\frac1\pi\int_0^\pi e^{\beta\cos\theta}\cos n\theta\,d\theta$（変形 Bessel 関数）と置きます。部分積分で $$ I_{n-1}(\beta)-I_{n+1}(\beta)=\frac2\pi\int_0^\pi e^{\beta\cos\theta}\sin n\theta\,\sin\theta\,d\theta=\frac{2n}{\pi\beta}\int_0^\pi e^{\beta\cos\theta}\cos n\theta\,d\theta=\frac{2n}{\beta}I_n(\beta) $$ です（$\sin\theta\,e^{\beta\cos\theta}=-\frac1\beta\frac{d}{d\theta}e^{\beta\cos\theta}$ を使い、境界項は $\sin n\theta$ が消すので $0$）。 **$U(1)$。** $U=e^{i\theta}$、$w=e^{-\beta(1-\cos\theta)}$、Haar 測度は $\frac{d\theta}{2\pi}$、既約表現は $\chi_n(e^{i\theta})=e^{in\theta}$（$n\in\mathbb{Z}$）です。$e^{-\beta}$ は分子と分母で打ち消し、$\sin n\theta$ の部分は奇関数で消えるので $$ c_n=\frac{\int_{-\pi}^{\pi}e^{in\theta}e^{\beta\cos\theta}d\theta}{\int_{-\pi}^{\pi}e^{\beta\cos\theta}d\theta}=\frac{I_{|n|}(\beta)}{I_0(\beta)},\qquad\text{基本表現（}n=1\text{）では }c_1=\frac{I_1(\beta)}{I_0(\beta)}. $$ **$SU(2)$。** 類関数の積分は、固有値を $e^{\pm i\varphi}$ として $\int f\,dU=\frac2\pi\int_0^\pi f\,\sin^2\varphi\,d\varphi$ です（Weyl の積分公式 で $\theta=2\varphi$ と置いたもの）。$w=e^{-\beta(1-\frac12\mathrm{tr}U)}=e^{-\beta}e^{\beta\cos\varphi}$、基本表現は $\chi_F=2\cos\varphi$、$d_F=2$ です。$\sin^2\varphi=\frac12(1-\cos2\varphi)$、$\cos\varphi\sin^2\varphi=\frac14(\cos\varphi-\cos3\varphi)$ と上の漸化式から $$ \int w\,dU=e^{-\beta}\bigl(I_0-I_2\bigr)=e^{-\beta}\frac{2I_1}{\beta},\qquad\frac12\int\chi_Fw\,dU=e^{-\beta}\cdot\frac12\bigl(I_1-I_3\bigr)=e^{-\beta}\frac{2I_2}{\beta}, $$ したがって $$ c_F=\frac{I_2(\beta)}{I_1(\beta)} . $$ どちらの場合も $0\lt c\lt1$ で、$\beta\to0$ で $c\to0$（弦張力 $-\log c\to\infty$）、$\beta\to\infty$ で $c\to1$（弦張力 $\to0$）です。$\beta\to\infty$ で格子単位の弦張力が $0$ に近づくことが、連続極限が取れることに対応します（[第 13 章](/mathematics/great-problems/yang-mills-approaches)の ）。 2 次元で計算ができた理由を振り返ります。第 2 段で、ゲージ固定後の変数 $U_{x,y}$ とプラケット変数 $P_{x,y}$ が 1 対 1 に対応しました。リンクの数（から木の分を引いたもの）とプラケットの数が等しいからです。3 次元以上ではプラケットの方が多く、プラケット変数の間に関係式（格子の Bianchi 恒等式。立方体の 6 面の積が自明になること）が生じて、独立になりません。この関係式が、ゲージ場の局所的な自由度（波として伝わるグルーオン）に対応します。 ## 6. 4 次元の難しさ ### 6.1. 摂動論に現れないスケール 1. （次元勘定）$d$ 次元の Yang–Mills 作用を $S_g$ と書き、$A^\lambda_\mu(x)=\lambda A_\mu(\lambda x)$ とすると $S_g(A^\lambda)=S_{g'}(A)$、$g'^2=g^2\lambda^{d-4}$。すなわち、長さを $\ell$ 倍に見直す（$\lambda=1/\ell$）と結合定数は $g^2\ell^{4-d}$ になり、$g^2$ は質量の次元 $4-d$ をもつ。無次元の有効結合 $g^2\ell^{4-d}$ は、$d\lt4$ では短距離 $\ell\to0$ で $0$ に近づき、$d=4$ では $\ell$ によらない。 2. （1 ループの走る結合）$b_0\gt0$ とし、$g(\mu)\gt0$ が $\mu\dfrac{dg}{d\mu}=-b_0g^3$ を満たすとする。このとき $$ \frac{1}{g(\mu)^2}=\frac{1}{g(\mu_0)^2}+2b_0\log\frac{\mu}{\mu_0},\qquad\Lambda:=\mu\,\exp\Bigl(-\frac{1}{2b_0\,g(\mu)^2}\Bigr) $$ で、$\Lambda$ は $\mu$ によらない。$g(\mu)^2=\dfrac{1}{2b_0\log(\mu/\Lambda)}$（$\mu\gt\Lambda$）である。 3. （摂動展開は $0$）$c\gt0$ とし、$\phi(x)=e^{-c/x}$（$x\gt0$）とする。任意の整数 $n\ge0$ について $\lim_{x\downarrow0}\phi(x)/x^n=0$。したがって、$\phi(x)=\sum_{j=0}^na_jx^j+o(x^n)$（$x\downarrow0$）を満たす係数はすべての $n$ で $a_0=\dots=a_n=0$ に限る。 **1.** の 4 から $S_g(A^\lambda)=\lambda^{4-d}S_g(A)=\frac{\lambda^{4-d}}{4g^2}\int|F_A|^2=S_{g'}(A)$、$g'^2=g^2\lambda^{d-4}$ です。$\lambda=1/\ell$ なら $g'^2=g^2\ell^{4-d}$。 **2.** $\frac{d}{d\log\mu}g^{-2}=-2g^{-3}\mu\frac{dg}{d\mu}=2b_0$ を積分すれば第 1 式です。$\log\Lambda=\log\mu-\frac{1}{2b_0g(\mu)^2}$ に代入すると $\log\mu-\frac{1}{2b_0g(\mu_0)^2}-\log\frac{\mu}{\mu_0}=\log\mu_0-\frac{1}{2b_0g(\mu_0)^2}$ で、$\mu$ によりません。$\log(\mu/\Lambda)=\frac{1}{2b_0g(\mu)^2}$ を解けば最後の式です。 **3.** $y=c/x\to\infty$ とすると $\phi(x)/x^n=c^{-n}y^ne^{-y}$ です。$e^y\ge\frac{y^{n+1}}{(n+1)!}$ なので $y^ne^{-y}\le\frac{(n+1)!}{y}\to0$。後半は帰納法で示します。$\phi(x)=\sum_{j\le n}a_jx^j+o(x^n)$ とし、$a_0=\dots=a_{m-1}=0$（$m\le n$）がわかっているとすると、$x^m$ で割って $x\downarrow0$ とすれば、左辺は $0$ に、右辺は $a_m$ に収束するので $a_m=0$ です。 2 の微分方程式は、非可換ゲージ理論の 1 ループの $\beta$ 関数です。物質場のない理論では $b_0=\dfrac{11\,C_G}{3\cdot16\pi^2}\gt0$（$C_G$ は随伴表現の Casimir、$SU(N)$ では $N$）で、これは Rikai では摂動論の定理 です。$\mu\to\infty$ で $g(\mu)\to0$ となる性質が**漸近的自由**（、 の 2）、無次元の $g$ の代わりに質量の次元をもつ $\Lambda$ が理論のパラメータになることが**次元転換**です。 この命題の意味を整理します。 - $d=2,3$ では、短距離で有効結合が $\ell^{4-d}$ のべきで小さくなります（**超くりこみ可能**）。紫外発散は有限個の図形にしか現れません。 - $d=4$ では、古典的には有効結合がスケールによらず（**限界的**）、量子補正で初めて $\frac{1}{\log(\mu/\Lambda)}$ という対数の速さで小さくなります。べきではなく対数であることが、連続極限の制御を難しくします（§6.3）。 - 4 次元の理論で質量ギャップがあるなら、質量の次元をもつ量は $\Lambda$ しかないので、$\Delta=C\Lambda=C\mu\,e^{-1/(2b_0g(\mu)^2)}$（$C$ は無次元の定数）の形になるはずです。3 により、この関数は $g^2$ の漸近展開としては恒等的に $0$ です。**質量ギャップは摂動論のどの次数にも現れません。** 摂動論をどれだけ高次まで厳密に制御しても、質量ギャップの証明にはなりません。 ### 6.2. 格子から連続へ：質量ギャップが残る条件 格子ゲージ理論は、ゲージ不変性と反射正値性を保つ正則化です（§7）。格子の上の質量ギャップと、連続極限での質量ギャップの関係を命題にします。格子間隔 $a$ の格子で、逆結合 $\beta$ の無限体積の理論の相関が格子単位で $e^{-m(\beta)|x|}$（$x\in\mathbb{Z}^4$）のように減衰するとき、物理的な距離 $a|x|$ で測った減衰率は $m(\beta)/a$ です。 $m\colon(0,\infty)\to(0,\infty)$（格子単位の質量ギャップ）と、$\beta\to\infty$ で $a(\beta)\to0$ となる $a\colon(0,\infty)\to(0,\infty)$（格子間隔の選び方）について、物理的な質量ギャップを $M(\beta)=m(\beta)/a(\beta)$ と置く。 1. $\lim_{\beta\to\infty}M(\beta)=M\in(0,\infty)$ が存在するなら、$\lim_{\beta\to\infty}m(\beta)=0$ である。すなわち、格子単位の相関長 $1/m(\beta)$ は発散する。 2. $SU(N)$ の格子間隔が 2 ループの漸近スケーリング $$ a(\beta)=\frac{R(\beta)}{\Lambda_{\mathrm{L}}},\qquad R(\beta)=\Bigl(\frac{\beta}{2Nb_0}\Bigr)^{b_1/(2b_0^2)}\exp\Bigl(-\frac{\beta}{4Nb_0}\Bigr) $$ （$\Lambda_{\mathrm{L}}\gt0$ は定数、$b_0\gt0$、$b_1\in\mathbb{R}$）で与えられるとき、$M(\beta)\to M\in(0,\infty)$ は $\lim_{\beta\to\infty}m(\beta)/R(\beta)=M/\Lambda_{\mathrm{L}}$ と同値で、このとき $$ \log m(\beta)=-\frac{\beta}{4Nb_0}+\frac{b_1}{2b_0^2}\log\beta+O(1)\qquad(\beta\to\infty). $$ 3. 「すべての $\beta$ で $m(\beta)\gt0$」かつ「$m(\beta)\to0$」であっても、$M(\beta)$ の極限については何も言えない。実際、2 の $a(\beta)$ について、$m_1(\beta)=e^{-\beta^2}$ なら $M(\beta)\to0$、$m_2(\beta)=\frac{1}{1+\beta}$ なら $M(\beta)\to\infty$、$m_3(\beta)=R(\beta)$ なら $M(\beta)=\Lambda_{\mathrm{L}}$ である。 **1.** $m(\beta)=M(\beta)a(\beta)$ で、$M(\beta)\to M\lt\infty$、$a(\beta)\to0$ なので積は $0$ に収束します。 **2.** $M(\beta)=\Lambda_{\mathrm{L}}\,m(\beta)/R(\beta)$ なので、$M(\beta)\to M$ と $m(\beta)/R(\beta)\to M/\Lambda_{\mathrm{L}}$ は同じ主張です。$m(\beta)/R(\beta)\to M/\Lambda_{\mathrm{L}}\in(0,\infty)$ なら $\log m(\beta)=\log R(\beta)+O(1)$ で、$\log R(\beta)=-\frac{\beta}{4Nb_0}+\frac{b_1}{2b_0^2}\log\beta-\frac{b_1}{2b_0^2}\log(2Nb_0)$ です。 **3.** $\log(m_1/R)=-\beta^2+\frac{\beta}{4Nb_0}-\frac{b_1}{2b_0^2}\log\frac{\beta}{2Nb_0}\to-\infty$ なので $M\to0$。$\log(m_2/R)=-\log(1+\beta)+\frac{\beta}{4Nb_0}-\frac{b_1}{2b_0^2}\log\frac{\beta}{2Nb_0}\to+\infty$ なので $M\to\infty$。$m_3$ では $M=\Lambda_{\mathrm{L}}$。3 つとも正で $\beta\to\infty$ で $0$ に収束します。 2 の $R(\beta)$ は、 の 2 の $\Lambda/\mu=e^{-1/(2b_0g^2)}$ に、$\mu=1/a$、$g^2=2N/\beta$ を代入し、2 ループの補正を付けたものです（：格子の $\beta$ 関数が $-b_0g_0^3-b_1g_0^5+O(g_0^7)$ の形なら $a\Lambda_{\mathrm{L}}$ はこの形の漸近形をもつ）。 この命題から、既知の結果の射程がわかります。 - 強結合展開は、$\beta\lt\beta_0$ で $m(\beta)\gt0$ を示します（：$\beta$ が小さいとき、ゲージ不変な局所観測量の相関は指数的に減衰し、Wilson ループは面積則に従う）。しかし連続極限は $\beta\to\infty$ にあります。$\beta\lt\beta_0$ の情報は 1〜3 のどれにも関わりません。 - 仮に「すべての $\beta$ で $m(\beta)\gt0$」が示せたとしても、3 により、連続極限で質量ギャップが残ることは出ません。必要なのは、$\beta\to\infty$ で $m(\beta)$ が**ちょうど** $e^{-\beta/(4Nb_0)}$ の速さ（べきの補正つき）で小さくなることです。指数の係数 $\frac{1}{4Nb_0}=\frac{12\pi^2}{11N^2}$ は 1 ループの摂動計算で決まる数で、非摂動的な量 $m(\beta)$ がこの数に従うことを示さなければなりません。 ### 6.3. どこが難しいか 問題の難しさを、評価できない量を明示して 6 つに分けます。 **(a) 小さいパラメータが無い。** 構成的場の理論の成功例（$P(\phi)_2$、$\phi^4_3$）では、結合定数が小さいことを使って、自由場からのずれを収束する展開で制御しました。Yang–Mills 理論では、結合定数は の 2 のとおりスケールとともに動きます。紫外 $\mu\gg\Lambda$ では $g(\mu)^2=\frac{1}{2b_0\log(\mu/\Lambda)}$ は小さいのですが、$\mu\to\Lambda$ で発散します。質量ギャップが決まる $\mu\sim\Lambda$ の領域には、小さいパラメータがありません。物質場のない理論には、調節できる無次元のパラメータが 1 つもありません（$\Lambda$ は単位の取り方を決めるだけです）。 **(b) 4 次元は限界的で、紫外の制御が対数的。** 格子間隔 $a$ から出発し、スケールを $L$ 倍ずつ粗くするくりこみ群変換を $n$ 回行うとします（格子を $L$ 倍ずつ粗く見直し、各段で細かい揺らぎを積分して消していく操作です。ここで比べるのは、各段で摂動論による近似からどれだけずれるかという誤差を、全段で足し合わせたものです）。第 $k$ 段での有効結合を $g_k$ とすると、各段での摂動論からのずれは $g_k^2$ のべきで評価されます。$d=3$ なら $g_k^2\propto g^2aL^{k}$（ の 1）で、紫外側（$k$ が小さい側）に向かって等比級数的に小さく、誤差の和 $\sum_kg_k^2$ は収束します。$d=4$ では $$ g_k^2\approx\frac{1}{2b_0\log\bigl(1/(aL^k\Lambda)\bigr)}=\frac{1}{2b_0\,(n_*-k)\log L},\qquad n_*=\frac{\log(1/a\Lambda)}{\log L}, $$ で、$\sum_kg_k^2$ は $\log n_*$ のように発散します。1 段ごとの誤差を $O(g_k^2)$ で抑えるだけでは足りず、$g_k^2$ の次数の項を厳密に取り出して（裸の結合 $g(a)$ を漸近的自由の式に従って選ぶことで）打ち消し、残りが $O(g_k^4)$（$\sum_kg_k^4\lt\infty$）であることを示す必要があります。これは**すべてのスケールで同時に**成り立つ、$a$ について一様な評価でなければなりません。 **(c) 大きな場の領域。** 上の議論は、場が小さい（各スケールで $|F|\lesssim g_k^{-1}\times$ 小さい定数）領域での話です。配位空間には場が大きい領域もあり、そこでは摂動展開が意味をもちません。その領域の確率が $e^{-c/g_k^2}$ のように小さいことを、ゲージ不変な形で、すべてのスケールで示す必要があります。Wilson 作用 $1-\frac1N\mathrm{Re}\,\mathrm{tr}\,U_p$ は $U_p$ の凸関数ではなく、群が非可換なので、Gauss 測度の評価をそのまま使うこともできません。 **(d) ゲージ固定と Gribov の曖昧さ。** 摂動論では、ゲージ軌道ごとに代表元を 1 つ選ぶ条件（たとえば Coulomb ゲージ $\sum_i\partial_iA_i=0$）を課して、Gauss 積分の退化を除きます。非可換な理論では、1 つのゲージ軌道が条件を満たす点を複数もちます（Gribov 1978）。Rikai では、トーラス上の Coulomb ゲージについて次を証明しています（）: Faddeev–Popov 作用素 $M(A)=-\sum_i\partial_iD_i(A)$ が正である領域（Gribov 領域）は凸で有界であり、その境界では $M(A)\phi=0$ となる $\phi\ne0$ があって、無限小ゲージ変換 $D(A)\phi$ がゲージ条件を保つ。つまり、場が大きくなるとゲージ条件は軌道を一意に切らなくなり、Faddeev–Popov 行列式 $\det M(A)$ は符号を変えます。大域的に連続なゲージ固定は存在しないので（Singer 1978）、非摂動的な構成ではゲージ固定を局所的に（場が小さい領域ごと、スケールごとに）行い、それらをつなぐ必要があります。 **(e) 反射正値性を保つ正則化が限られる。** 連続の理論を直接正則化する方法（運動量の切断、高階の共変微分の項を加える方法、次元正則化）は、ゲージ不変性か反射正値性のどちらかを壊します。たとえば伝播関数を $$ \frac{1}{p^2}\ \longrightarrow\ \frac{1}{p^2(1+p^2/\kappa^2)}=\frac{1}{p^2}-\frac{1}{p^2+\kappa^2} $$ と正則化すると、右辺の第 2 項は質量 $\kappa$ の粒子が**負の**重みで寄与することを表し、Hilbert 空間の内積が正定値でなくなります。反射正値性は Hilbert 空間そのものを作る性質なので、極限で回復することを別に示さなければなりません。格子の Wilson 作用は、ゲージ不変性と反射正値性の両方を保つ数少ない正則化です（Osterwalder–Seiler 1978。Rikai では[格子上の反射正値性](/physics/lattice-field-theory/reflection-positivity-lattice)）。その代わり、格子は回転不変性を壊し、連続極限が上の (b)(c) の問題になります。 **(f) 観測量が局所的でなく、くりこみが要る。** 基本の場 $A_\mu(x)$ はゲージ不変でないので、観測量にできません。ゲージ不変な Wilson ループは曲線に沿って広がった量で、期待値は連続極限で周長に比例する発散 $\langle W(C)\rangle\sim\exp\bigl(-c\,g^2|C|/a\bigr)$（$d=4$）をもち、これを取り除く必要があります。局所的な場 $\mathrm{tr}F^2(x)$ も、積の定義にくりこみが要ります。OS 公理は点の上の場の相関関数について述べられているので、Wilson ループを基本にするなら公理系の方を作り直すことになります（Seiler の本の第 8 章にその案があります）。 これらに加えて、**4 次元では自明性の例がある**ことが問題を深刻にします。同じく 4 次元で限界的な $\phi^4$ 理論は、格子からの連続極限がすべて Gauss 的（自由場）になります（：$\mathbb{Z}^4$ 上の最近接強磁性の格子 $\phi^4$ 模型を、臨界点以下の結合で、相関長以下のスケールでならして規格化した場のスケーリング極限は、部分列極限を含めてすべて Gauss 的で、ならした切断 4 点関数は $0$ に行く）。$\phi^4_4$ は $\beta$ 関数が正で、短距離で結合が大きくなる側にあります。Yang–Mills 理論は $\beta$ 関数が負で、短距離で結合が小さくなる側にあるので、非自明な連続極限があると期待されています。この「期待」を定理にすることが、存在の部分の中身です。 ## 7. 何を証明すれば解決か 問題を 4 つの段階に分けます。格子から出発する場合を念頭に置きますが、他の正則化でも段階の中身は同じです。 | 段階 | 示すべきこと | 数学的な形 | |---|---|---| | (1) 紫外：連続極限 | 体積を固定し、格子間隔 $a\to0$ で観測量の期待値が収束する | $g(a)$ を の 2 に従って選び、$\lim_{a\to0}\langle\mathcal{O}_1\cdots\mathcal{O}_n\rangle_{a,L}$ の存在（部分列ではなく）と、$a$ に一様な評価 | | (2) 公理 | 極限が OS 公理を満たす | 反射正値性（格子で成り立ち、極限で保たれる）、Euclid 不変性（格子が壊した回転不変性の回復）、正則性（(E0) の成長条件） | | (3) 非自明性 | 極限が Gauss 的でない。短距離のふるまいが漸近的自由の予言に一致する | 切断 4 点関数 $\ne0$、$\langle\mathrm{tr}F^2(x)\,\mathrm{tr}F^2(0)\rangle$ の $x\to0$ での特異性 | | (4) 赤外：無限体積と質量ギャップ | 体積 $L\to\infty$ の極限が存在し、質量ギャップをもつ | 体積に一様な指数的減衰（ の 3 を、$L$ によらない $\Delta$ で） | (1) と (4) の順序は入れ替えられますが、どちらの順でも「$a$ と $L$ の両方について一様な評価」が要ります。Jaffe と Witten は、体積について一様な質量ギャップが無限体積極限の存在そのものの鍵になるだろうと述べています。 各段階が、次元とゲージ群ごとにどこまで証明されているかをまとめます。個々の定理の正確な主張と出典は[第 13 章](/mathematics/great-problems/yang-mills-approaches)にあります。 | | $d=2$ | $d=3$ | $d=4$ | |---|---|---|---| | (1) 連続極限：可換 $U(1)$ | 証明済み（Higgs 場つきも） | 証明済み（Gross 1983、Higgs 場つきは King 1986） | 証明済み（Driver 1987。自由場） | | (1) 連続極限：非可換 | 証明済み（Wilson ループの期待値が明示的） | 紫外安定性まで（Bałaban）。観測量の極限は**未解決** | 紫外安定性まで（Bałaban）。観測量の極限は**未解決** | | (2) OS 公理 | $U(1)$ Higgs 模型で証明済み（Brydges–Fröhlich–Seiler） | 非可換は**未解決** | 非可換は**未解決** | | (3) 非自明性 | 非可換：局所的な自由度は無いが面積則は非自明 | **未解決** | **未解決** | | (4) 質量ギャップ・面積則：格子、強結合 | 証明済み | 証明済み（Osterwalder–Seiler） | 証明済み（Osterwalder–Seiler） | | (4) 格子、すべての結合定数 | 証明済み（） | $U(1)$ の面積則は証明済み（Göpfert–Mack）。非可換は**未解決** | 非可換は**未解決**。$U(1)$ は弱結合で面積則が**成り立たない** | | (4) 連続極限でのギャップ | $U(1)$ Higgs 模型に質量ギャップがあると Jaffe–Witten は述べている（引用されている Bałaban–Brydges–Imbrie–Jaffe 1984 の題は単位格子上の Higgs 模型の質量ギャップ。原論文で未照合） | **未解決** | **未解決**（ミレニアム問題） | 表の右下に向かうほど空欄（未解決）になります。4 次元の非可換な理論について証明されているのは、有限体積での紫外安定性（分配関数の $a$ に一様な評価）と、連続極限から遠い強結合での面積則・質量ギャップだけです。 ## 8. 演習 質量 $m\gt0$ の自由スカラー場を考える。1 粒子空間を $L^2(\mathbb{R}^3,d^3k)$、$\omega(\boldsymbol{k})=\sqrt{|\boldsymbol{k}|^2+m^2}$ を掛ける作用素を 1 粒子ハミルトニアン、$H=\mathrm{d}\Gamma(\omega)$ とする。(1) $H$ は質量ギャップ $m$ をもち、$m$ より大きいギャップはもたないことを示せ。(2) $u\in L^2(\mathbb{R}^3)$ が原点の近傍でほとんどいたるところ $0$ でないとき、1 粒子ベクトル $\psi=a(u)^*\Omega$ について $\lim_{t\to\infty}-\frac1t\log\langle\psi,e^{-tH}\psi\rangle=m$ を示せ。 (1) $\sigma(\omega)=[m,\infty)$ で、$\omega$ は固有値をもちません（$\omega=\lambda$ となる集合は球面で測度 $0$）。 により $\sigma(H)$ は $\{0\}$ と $[m,\infty)$ の元の有限和の全体の閉包、すなわち $\{0\}\cup[m,\infty)$ です。 により $\mathrm{Ker}\,H=\mathbb{C}\Omega$。よって の条件 1 は $\Delta=m$ で成り立ち、$m\in\sigma(H)$ なので $\Delta\gt m$ では成り立ちません。 (2) $H$ は 1 粒子空間の上で $\omega$ として作用するので、$\langle\psi,e^{-tH}\psi\rangle=\int|u(\boldsymbol{k})|^2e^{-t\omega(\boldsymbol{k})}d^3k$ です。$\omega\ge m$ から上界 $\le\|u\|^2e^{-tm}$。下界は、$\varepsilon\gt0$ について $B_\varepsilon=\{\omega\lt m+\varepsilon\}$（原点の近傍）とすると $\int|u|^2e^{-t\omega}\ge e^{-t(m+\varepsilon)}\int_{B_\varepsilon}|u|^2$ で、仮定から $\int_{B_\varepsilon}|u|^2\gt0$ です。対数を取って $t$ で割ると $m\le\liminf\le\limsup\le m+\varepsilon$ で、$\varepsilon$ は任意なので極限は $m$ です。 の条件 3 で、$D$ の稠密性が必要であることを例で示せ。すなわち、$H\ge0$、$\mathrm{Ker}\,H=\mathbb{C}\Omega$ で、稠密でない部分空間 $D_1$ の上では条件 3 が $\Delta=2$ で成り立つのに、質量ギャップは $1$ である例を作れ。 $\mathcal{H}=\mathbb{C}^3$、標準基底を $\Omega=e_0,e_1,e_2$、$H=\mathrm{diag}(0,1,2)$ とします。$D_1=\mathrm{span}\{e_0,e_2\}$ とすると、$\psi=\alpha e_0+\gamma e_2\in D_1$ について $\langle\psi,e^{-tH}\psi\rangle-|\langle\Omega,\psi\rangle|^2=|\gamma|^2e^{-2t}$ で、条件 3 は $\Delta=2$ で成り立ちます。しかし $\sigma(H)\cap(0,2)=\{1\}\ne\emptyset$ で、質量ギャップは $1$ です。$D_1$ は固有値 $1$ の固有ベクトル $e_1$ と直交しているので、その状態を「見て」いません。物理的には、選んだ観測量が最も軽い粒子と結合しない場合に当たります。質量ギャップを相関の減衰から読み取るには、真空の巡回性 (W6) のような稠密性が必要です。 の 2 の状況で、$\mu_1=91$、$g(\mu_1)^2=1.5$、$b_0=\frac{11\cdot3}{3\cdot16\pi^2}$（$SU(3)$、物質場なし）とする（$\mu$ の単位は任意）。(1) $\Lambda$ を求めよ。(2) $\mu_2=10$ での $g(\mu_2)^2$ を求め、$\mu_2$ から計算した $\Lambda$ が (1) と一致することを確かめよ。 $b_0=\frac{11}{16\pi^2}\approx0.06966$。(1) $\frac{1}{2b_0g(\mu_1)^2}=\frac{1}{2\cdot0.06966\cdot1.5}\approx4.785$ なので $\Lambda=91\,e^{-4.785}\approx91\times0.00835\approx0.760$。(2) $\frac{1}{g(\mu_2)^2}=\frac{1}{1.5}+2b_0\log\frac{10}{91}\approx0.6667+0.13932\times(-2.2083)\approx0.3590$、$g(\mu_2)^2\approx2.785$。$\frac{1}{2b_0g(\mu_2)^2}=\frac{0.3590}{0.13932}\approx2.577$、$\Lambda=10\,e^{-2.577}\approx10\times0.0760=0.760$ で一致します。$\mu$ が $\Lambda$ に近づくにつれて $g^2$ が大きくなり、1 ループの式自体が信用できなくなる様子もわかります。 の $U(1)$ の場合に、格子単位の弦張力 $\sigma(\beta)=-\log\frac{I_1(\beta)}{I_0(\beta)}$ について次を示せ。(1) $\beta\to0$ で $\sigma(\beta)=-\log\frac\beta2+O(\beta^2)$。(2) $\beta\to\infty$ で $\sigma(\beta)=\frac{1}{2\beta}+O(\beta^{-2})$。(3) $\beta=\frac{1}{g^2a^2}$ として、物理単位の弦張力 $\sigma(\beta)/a^2$ の $a\to0$ での極限を求めよ。 (1) $e^{\beta\cos\theta}=1+\beta\cos\theta+\frac{\beta^2}{2}\cos^2\theta+O(\beta^3)$ を代入すると $I_0=1+\frac{\beta^2}{4}+O(\beta^4)$、$I_1=\frac\beta2+O(\beta^3)$（$\frac1\pi\int_0^\pi\cos^2\theta=\frac12$、奇数次の項は $\cos$ の対称性で消える）。よって $\frac{I_1}{I_0}=\frac\beta2(1+O(\beta^2))$。 (2) $t=1-\cos\theta$ と置換すると $d\theta=\frac{dt}{\sqrt{t(2-t)}}$ で $$ I_0=\frac{e^\beta}{\pi}\int_0^2\frac{e^{-\beta t}}{\sqrt{t(2-t)}}\,dt,\qquad I_0-I_1=\frac{e^\beta}{\pi}\int_0^2e^{-\beta t}\sqrt{\frac{t}{2-t}}\,dt . $$ $[1,2]$ の部分は $e^{-\beta}\int_1^2(2-t)^{-1/2}dt\cdot\sqrt2$ 以下で指数的に小さく、$[0,1]$ では $(2-t)^{-1/2}=2^{-1/2}(1+r(t))$、$0\le r(t)\le t$ です。$\int_0^1e^{-\beta t}t^{s-1}dt=\Gamma(s)\beta^{-s}+O(e^{-\beta})$ なので $$ I_0=\frac{e^\beta}{\pi\sqrt2}\,\Gamma(\tfrac12)\beta^{-1/2}\bigl(1+O(\beta^{-1})\bigr),\qquad I_0-I_1=\frac{e^\beta}{\pi\sqrt2}\,\Gamma(\tfrac32)\beta^{-3/2}\bigl(1+O(\beta^{-1})\bigr). $$ 比を取ると $1-\frac{I_1}{I_0}=\frac{\Gamma(3/2)}{\Gamma(1/2)}\beta^{-1}(1+O(\beta^{-1}))=\frac{1}{2\beta}+O(\beta^{-2})$、$\sigma=-\log(1-\frac{1}{2\beta}+O(\beta^{-2}))=\frac{1}{2\beta}+O(\beta^{-2})$。 (3) $\sigma/a^2=\frac{g^2a^2}{2a^2}+O(g^4a^2)\to\frac{g^2}{2}$。2 次元では $g^2$ が質量の 2 乗の次元をもつ（ の 1）ので、弦張力 $\frac{g^2}{2}$ は古典論にすでにあるスケールで書けます。物理的には、1 次元空間での Coulomb ポテンシャルが距離に比例することの現れです。4 次元との違いはここにあります。 ## 参考文献 - A. Jaffe, E. Witten, "Quantum Yang–Mills theory", in *The Millennium Prize Problems*, Clay Mathematics Institute / American Mathematical Society, 2006。[Clay 数学研究所の公開版](https://www.claymath.org/wp-content/uploads/2022/06/yangmills.pdf)（2026-10-08 確認）— 問題記述。§3 の定義と §7 の段階分けはこの文書による。 - C. N. Yang, R. L. Mills, "Conservation of isotopic spin and isotopic gauge invariance", *Phys. Rev.* 96 (1954), 191–195。 - D. J. Gross, F. Wilczek, "Ultraviolet behavior of non-abelian gauge theories", *Phys. Rev. Lett.* 30 (1973), 1343–1346；H. D. Politzer, "Reliable perturbative results for strong interactions?", *Phys. Rev. Lett.* 30 (1973), 1346–1349。 - K. G. Wilson, "Confinement of quarks", *Phys. Rev. D* 10 (1974), 2445–2459。 - K. Osterwalder, E. Seiler, "Gauge field theories on a lattice", *Ann. Physics* 110 (1978), 440–471。 - K. Uhlenbeck, "Connections with $L^p$ bounds on curvature", *Comm. Math. Phys.* 83 (1982), 31–42。 - E. Seiler, *Gauge Theories as a Problem of Constructive Quantum Field Theory and Statistical Mechanics*, Lecture Notes in Physics 159, Springer, 1982 — 格子ゲージ理論の構成的な扱い。第 8 章に Wilson ループを基本にした公理の案。 - R. F. Streater, A. S. Wightman, *PCT, Spin and Statistics, and All That*, Benjamin, 1964 — Wightman 公理。 - J. Glimm, A. Jaffe, *Quantum Physics: A Functional Integral Point of View*, 2nd ed., Springer, 1987 — OS 公理と構成的場の理論。 - K. Fredenhagen, "A remark on the cluster theorem", *Comm. Math. Phys.* 97 (1985), 461–463。 - S. Chatterjee, "Yang–Mills for probabilists", [arXiv:1803.01950](https://arxiv.org/abs/1803.01950) — 確率論の言葉での問題の定式化と文献の概観。