数理解析研究所講究録
第 1571 巻 2007 年 87-97

87

散乱理論と逆問題

筑波大学数学系

磯崎洋

散乱理論と逆問題に関する話題について解説する. 逆問題は荘漢とした広大な分野である. これをを研究するには(1) 理論的にはどこまで分かるのか ?

(2) 現実はどうか ?

(3) 数学として何が面白いのか?

の 3 点に留意するのが肝要であろう.

1. SCHR\"oDINGER 作用素

11. 散乱. 数学で散乱といえば通常次のことを意味している. 非有界な領域上で波動現象を考える. 有界な領域で媒質が変化しておれば波がその部分を通過するとき波形が乱される. この波形の変化は減衰しつつも無限遠まで到達する. 無限遠での波は第一近似としてはあたかも媒質の変化がなかったかのように振舞う. これが漸近完全性である. しかしさらに精細な観察をすれば, 媒質に関する情報が無限遠での波に含まれているであろう. これを調べるのが逆問題である. 散乱の逆問題を考えるには時間に依存する波動方程式を調べる方法と, 固有振動に注目して定常的な波動方程式の解の無限遠での性質を醐べる方法とがある. 現状では両者の得意な守備範囲が異なっている. 以下では定常的方法を説明する.

1.2. 一般固有函数と

$S$

行列.

$R^{n}$

上で Schr\"odinger 作用素(11)$H=-\Delta+V(x)$を考える. $V(x)$ が遠方で十分速く減少するときに次のような函数 $\psi(x,\xi),$$\psi(x,\xi)$$\xi\in R^{\mathfrak{n}}$, が存在する :は $(H-|\xi|^{2})\psi=0$ をみたし$\psi(x,\xi)\sim e^{\dot{n}\cdot\xi}+\frac{e^{1\sqrt{B}r}}{r^{(n-1)/2}}A(E, \theta,\omega)$$(r=|x|, \theta=x/r,\omega=\xi/|\xi|, E=|\xi|^{2})$,$rarrow\infty$という漸近挙動をもち, 任意の,$f\in L^{2}(R^{\mathfrak{n}})$$f(x)=(2 \pi)^{-n/2}\int_{R^{n}}\psi(x,\xi)\tilde{f}(\xi)d\xi+\sum_{j}(f,\psi_{j})\psi_{j}(x)$

は

,
(12)

$\tilde{f}(\xi)=(2\pi)^{-\mathfrak{n}/2}\int_{R^{n}}\overline{\psi(x,\xi)}f(x)dx$と展開される. ここで吻は $H$ の離散スペクトルに対応する固有ベクトルである. $V(x)=0$ のときは $\psi(x,\xi)=e^{1x\cdot\xi}$ であり, (1.2) は化 urier の反転公式となる. 従って (1.2) は一般化された

Fourier 変換と呼ばれる.
は一般化された固有関数と呼ばれ (以下, 簡単のため単に固有函数と呼ぶ),
は散乱振幅と呼ばれる.
$\psi(x, \xi)$$A(E, \theta,\omega)$88
散乱理論と逆問題

13.

$S$

行列. 量子力学的散乱実験は次のようにして行われる. 標的となる粒子を設置し, $w$ 方

向からエネルギー $E$ を持った粒子を単位時間あたり一個づっ衝突させる. このとき$|A(E, \theta,\omega)|^{2}$$\theta$方向には個の粒子が散乱される. これは散乱断面積と呼ばれ物理的に観測される量である.
$S(E)f( \theta)=f(\theta)-C(E)\int_{S^{n-1}}A(E,\theta,\omega)f(w)dw$という積分作用素を考えれば ( $C(E)$ は適当な定数である), これは $L^{2}(S^{n-1})$ 上のユニタリー作
用素になる. これを $S$ 行列と呼ぶ. これは元の物理系と等価なものであろう, すなわち

$S$

行列か

ら元の Schrodinger 作用素 $H=-\Delta+V(x)$ が再構成できるであろうと信じられている.

1.4. 定常 Schr6dinger 作用素の基本問題. ポテンシャル $V(x)$ が与えられたとして上のような固有函数の完全系と$S$行列を求めることを順問題, 逆に$S$行列から $V(x)$ を求める問題を逆問題と呼ぶ. これは散乱実験により粒子を決定するための理論的基盤を与えるものである. 1 次元の順問題は長い歴史をもつ. 1 次元の逆問題は 1950 年代に解かれた. 粒子数が 2 個の場合の高次元の順問題は 1960, 70 年代に詳しく研究された. 3 個以上の粒子からなる系の時間に関する挙動(いわゆる漸近完全性の問題) は 1980 年代後半に詳しく研究された. 高次元における散乱の逆問

題は 2 粒子系の場合でも完全には解決されていない.

2. 多次元逆問題に関する FADDEEV の理論
2.1. 高エネルギー Born 近似. ここでの話題の中心は 2 体系の高次元逆問題である. $n\geq 2$ のとき, 12 節で定義された散乱振幅は次のように書ける.
$A(E;\theta,w)$$= \int_{R^{n}}e^{-i\sqrt{E}(\theta-w)\cdot x}V(x)dx$$- \int_{R^{n}}e^{-:_{V}\Phi\theta\cdot x}V(x)R(E+i0)(e^{\dot{*}\sqrt E\omega\cdot y}V(y))dx$

.

(2.1)

ここで $R(z)=(H-z)^{-1}$ である. $R_{0}(z)=(-\Delta-z)^{-1}$ とおけば $R(z)=R_{0}(z)(1+VR_{0}(z))^{-1}$と書ける. $Earrow\infty$ のとき $R(E+iO)arrow 0$ となることが分かっている. そこで $\xi\in R^{n}$ に対して$\theta,w\in S^{n-1}$

を $\sqrt{E}(\theta-w)=\xi$ となるように選びながら, $Earrow\infty$ とすれば
$B arrow\infty 1\dot{m}A(E;\theta,\omega)=\int_{R^{\hslash}}e^{-ix\cdot\xi}V(x)dx$となる. よって高次元においては散乱振幅の高エネルギー極限から $V(x)$ が再構成できる. これを

通常 Born 近似と呼んでいる. このことは一見, 高次元逆問題が容易であるかのような印象を与えるが, 実はこの議論は次のような点で不満足なものである. 高エネルギーにおいては非相対論的な$Schr\ddot{o}d\dot{\bm{o}}$ger 方程式による物理の記述が正しくない. また, 1 次元の Gelfand-Levitan-Marien 化の理論では与えられた函数があるポテンシャルに対応する$S$行列であるための必要十分条件が得られていたのだが, 上のような高エネルギー極限だけではそのようない.

$S$

行列の特徴づけができな

ここに高次元逆散乱問題の大きな困難がある.

2.2. Faddeev の Green 作用素. 1 次元逆散乱問題の解決の重要な鍵は Gelfand-Levitan 方程式と呼ばれる Volterra 型の積分方程式であった. Faddeev は Gelfand-Levitan 理論を高次元化す

89
散乱理論と逆問題

るために次のような Green 作用素を導入した :

.

(2.2)

$\tilde{G}(\zeta)f(x)=(2\pi)^{-n/2}I_{R^{n^{\frac{e^{\mathfrak{i}x\cdot\xi}}{\xi^{2}+2\zeta\cdot\xi}f(\xi)d\xi}}}^{\wedge}$

ここで$f(\xi)\wedge$

は $f$ の Fourier 変換であり, $\zeta\in C^{n}$ は $\zeta^{2}=\sum_{i=1}^{n}\zeta_{\dot{2}}^{2}=E>0$ をみたす複素パラメータである. この Green 作用素は方程式 $(-\Delta-E)u=f$ において $u=e^{i\zeta\cdot x}v$ というゲージ

変換をして得られる. (2.1) 式が示すように, 物理的な散乱振幅はグリーン作用素 $R(E+iO)$ で表示できる. そこで通常用いられる Green 作用素の代わりに Faddeev の Green 作用素を用いて作った散乱振幅を Faddeev の散乱振幅と呼ぼう. Faddeev は物理的な散乱振幅と Faddeev の散

乱振幅の間に積分方程式が成立し, それが解けることを示した. この散乱振幅を用いて Faddeev
は Gelfand-Levitan 方程式の高次元 ualogue を導き,行列からポテンシャルを求める手続きを示した ([3]). この仕事は多次元逆問題が解けるための作用素の代数的からくりを見事に説明して
$S$

いる.

しかし途中の評価式が不足しているため議論に形式的なところがあって, この仕事をどこまで受け入れていいのかよく分からない. [7] は Faddeev の理論の解説であり, [9] においては今日の段階で Faddeev の議論を正当化できる部分の証明を与えている.

2.3. -参理論. Faddeev の散乱振幅は (2.2) から分るように,という複素パラメータを含んでいる.

$\zeta$

それを $A_{F}(\sqrt{E};\theta,w, \zeta)$ と書こう. さらに $\xi=\sqrt{E}(\theta-w)$ とおいてと書 く. Nachman [17], Khenkin-Novikov [15] は$T(\xi, \zeta)$

が$A_{F}(\sqrt{E};\theta,\omega, \zeta)$

を $T(\xi,\zeta)$の函数としては$\zeta$$\mathcal{V}_{\xi}=\{\zeta\in C^{n} ; |\zeta|>C, {\rm Im}\zeta\neq 0, \xi^{2}+2\xi\cdot\zeta=0\}$という複素多様体上の函数とみなされ, この上で$\mathcal{T}_{\zeta}T(\xi,\zeta)=\sum_{j-1}^{n}A_{j}(\xi,\zeta)d\overline{\zeta}_{j}$,$A_{j}( \xi, \zeta)=-(2\pi)^{1-n/2}\int_{R^{\pi}}T(\xi-\eta, \zeta+\eta)T(\eta, \zeta)\eta_{j}\delta(\eta^{2}+2\zeta\cdot\eta)d\eta$という方程式を満たしていることを示した. さらに用いれば$K(\zeta, \zeta_{0})$$V_{\xi}$

上の Bochner-Martinelli 型の積分公式を

を 1 上の適当な微分形式として(23)$\hat{V}(\xi)=T(\xi,(0)+\int_{\partial \mathcal{V}_{\xi}}T(\xi,\zeta)K(\zeta,\zeta_{0})+\int_{v_{\epsilon}}\sum_{j=1}^{n}A_{j}(\xi,\zeta)d\overline{\zeta}_{j}\wedge K(\zeta,\zeta_{0})$というポテンシャルの積分表示が得られる. これは次のような意味でも興味深い :$V(x)$に対して $V(x)arrow T(\xi, \zeta)$ という丘 bred space$R^{n}x\mathcal{V}_{\xi}$$R^{\mathfrak{n}}$上の函数上の函数を対応させる変換が存在

し, (2.3) という反転公式が成り立っ. これは非線形の積分変換の反転公式である.

2.4. 境界値逆問題.
がある.

$R^{n}$EIT (Electrical Impedance Tomography) と呼ばれる医学. 工学上の技術
内に有界な電気伝導体
をを考える.
の電気伝導度とし, $u(x)$ を電位ポテ$\Omega$$\gamma(x)$$\Omega$

ンシャルとすれば$\nabla\cdot(\gamma(x)\nabla u(x))=0$が成り立つ.
ル)

は物体表面での電位であり,

in$\Omega$(2.4)

は境界の単位外法線ベクト
は物体表面での電流である. (2.4) に対する境界値逆問題は次のようなものである. 境界デー
$u(x)|_{\partial\Omega}$$\gamma(x)\partial u/\partial n|_{\partial\Omega}(n$90
散乱理論と逆問題

タの集合$\{(u|_{\partial\Omega},\gamma\frac{\partial u}{\partial n}|_{\partial w})$

から

;

in

$\nabla\cdot(\gamma\nabla u)=0$(2.5)$\Omega\}$を再構成せよ.

$\gamma(x)$$u(x)|_{\partial\Omega}$

を与えれば, (2.4) に対する Dirichlet 問題の解は一意的に定まる. そこでを Dirichlet-Neumann 写像という.
を対応させる写像から$\gamma(x)\partial u/\partial n|_{\partial\Omega}$$\Lambda_{\gamma}$$u(x)|_{\partial\Omega}$$\gamma(x)$$\Lambda_{\gamma}$

に

を求める

問題を通常, 境界値逆問題と呼んでいる. 勿論 Neumann-Dirichlet 写像を用いる定式化も考えられる. $v=\sqrt{\gamma(x)}u$ とおけば

$v$

は Schr\"odinger 方程式$-\Delta v+qv=0$ ,$q= \frac{\Delta\sqrt{\gamma}}{\sqrt{\gamma}}$を満たす. 境界値逆問題とコンパクト台をもつポテンシャルに対する逆散乱問題とは同値である. すなわち D-N 写像から散乱振幅を構成することが出来, 逆も可能である. 境界値逆問題にもFaddeev の Green 函数は有効であった ([21], [17], [15]). (2.2) のような Green 函数を用いるということはという指数的に増加する Helmholtz 方程式の解を用いることを意味する. 実は$e^{1x\cdot\zeta}$

この函数は Calder\’on が境界値逆問題を定式化して先駆的な結果を出した時に用いられている.

25. 境界条件の問題. 現実的には EIT の数学的定式化の際には境界条件が重要である. 実際の状況では物体表面におく電極は有限の大きさであり, また電極間にある程度の距離をおかなければ周波数の高い波を使うことはできない. D-N 写像は無限に小さい竃極を連続的に並べることに相当するが, この意味では現実から隔たりがあり, 実際のデータとくい違いがある. より実際的な定式化として, gaP model, shunt model, complete electrode model 等が提唱されている. 最後のmodel が最も現実のデータと符合するとされているが, そこでは電極と物体表面との聞の作用を考慮するため Robin 境界条件が用いられている ([20]). このことから境界値逆問題の数学的定式
化は, 現実と対比させながらさらに研究する余地があるように思われる.

26. Gelfand の逆問題. しかし D-N 写像は理論的に重要なものであることは間違いない. 1 次
元の境界値逆問題で次の定理 (Borg-Levinson) が知られている. Dirichlet 問題$-u”+V(x)u=\lambda u$ ,の固有値$\lambda_{1}<\lambda_{2}<\cdots$$(0<x<1)$ ,$u(O)=u(1)=0$と正規化された固有ベクトルの微分の境界値$\varphi_{1}’(0),$ $\varphi_{2}’(0),$が定まる. この事実の高次元化が Gelfand の逆問題と呼ばれるもので,$R^{n}$$\cdots$

から $V(x)$の有界領域$\Omega$

でのDirichlet 問題$(-\Delta+V(x))u=\lambda u$の固有値$\lambda_{1}<\lambda_{2}\leq\cdots$,$(x\in\Omega)$,$u|_{\partial\Omega}=0$と正規化された固有ベクトルの境界での法線微分$\partial\varphi_{1}/\partial n,$ $\partial\varphi_{2}/\partial n,$$\cdots$

から $V(x)$ が定まることが知られている. この事実は一般の Riemam 多様体上の境界値逆問題に対しても成立する ([1]). 実はこの境界スペクトルデータの組$\lambda_{1}<\lambda_{2}\leq\cdots$

を与えることと上の Dirichlet 問題に対する Dirichlet-Neumann 写像$\Lambda_{V}(\lambda)f=\frac{\partial u}{\partial n}|_{\partial\Omega}$$(-\Delta+V(x)-\lambda)u=0$ ,,$(x\in\Omega)$,$u|_{\partial\Omega}=f$,$\partial\varphi_{1}/\partial n,$ $\partial\varphi_{2}/\partial n,$$\cdots$

91
散乱遷論と逆間魑

をすべてのエネルギー$\lambda$

に対して与えることは同等である. 実際$\Lambda_{V}(\lambda)$

は形式的には$\Lambda_{V}(x,y;\lambda)=\sum_{j=1}^{\infty}\frac{\tau_{n}\partial\varphi\angle(x)^{\partial\varphi}\#_{n}(y)}{\lambda_{j}-\lambda}$という積分核をもっている. D-N 写像は多様体上の波動方程式の散乱に関する逆問題においても重要である ([18]).

2.7. 一つのエネルギーからの逆散乱. 2.1 節で述べたように現実問題としては
方程式の逆散乱問題に高エネルギーのデータを用いない方がよい. Faddeev の Green 函数を用いる
方法のすぐれた副産物として, 入射粒子が一つの固定したエネルギーをもつ場合の逆散乱問題へ$S\bm{i}r\ddot{o}d_{\dot{i}}ger$の応用があげられる ([17], [15]). この手法は層状媒質における波動の逆散乱問題 ([6], [7]), 原子

核物理における光学模型に対する逆散乱問題 ([14]) などの物理的に重要な問題に応用することができる. これらの問題では前に述べた高エネルギー Born 近似が通用しないのである. (しかし例

えば実際の電磁波の散乱問題においては High kequency Born approximation がよく使われており, かなりの精度がある)においてある平面を境に 2 つの媒質が接しており, しかも波の伝播速度がそれぞれの媒質において異なった定数であるという状況が不連続に摂動された場合の逆散乱問題
前者が扱うのは$R^{n}$

である. 大気や海洋中ではこの様な状況が実際に起こる. また地球内部は層状構造をしているため, 地震波に対する逆問題を考える第一ステップとしてもこの問題は重要である.
後者が扱うのは原子核物理学における多体系の逆散乱問題である. この場合にはたくさんの散乱状態が生ずるのだが多体 Schr\"odinger 方程式を具体的に解くのは不可能であるため何らかの近似法を導入する必要が起こる. 光学模型は複素ポテンシャルを導入することによって必要なチャネルだけを取り出そうとする近似法であるが, 実際の実験データをよく再現し, 今日では原子核物
理の基礎的知職として用いられている. 実際の問題では相互作用がエネルギーにも依存するため固定したエネルギーからの逆散乱問題を考えることが重要になる.

3. 逆問題と双曲空間

31. 双曲空間への埋め込み.
が [10] によって指摘された.

双曲空間が多次元の逆問題を考える手段になり得る, ということ$R^{n}$での Schr\"odinger 方程式(3.1)$(-\Delta+q(x))u=0$

の解

$u$

に対して $v=x_{n}^{(n-2)/2}u$ とおけば,

$v$

は

(3.2)

$(-x_{n}^{2} \Delta_{x}+(n-2)x_{n}\partial_{n}-\frac{n(n-2)}{4}+x_{n}^{2}q(x))v=0$を満たす. ここで$\partial_{n}=\partial/\partial x_{n}$である.
$H_{0}=-x_{n}^{2}\Delta+(n-2)x_{n}\partial_{\mathfrak{n}}$は双曲空間の上半空間モデル$H^{n}$のLaPlace-Beltrami 作用素である.

よってユークリッド空間における Schr\"odinger 方程式 (3.1) は双曲空間における Schrodinger 方程式 (3.2) とみなす

内の有界領域
このことから次のような境界値逆問題の解法が生まれる.
の点を上で (3.1) に対する境界値逆問題を考える.
と思ってよい. 以下ではことができる.

$R^{n}$$\Omega\subset\subset R_{+}^{n}$$(x,y),$$x\in R^{n-1},$$y>0$ , と表す.

$\Omega$$H^{n}$

92
散乱理論と逆問題(Step 1) 変換 $v=y^{(n-2)/2}u$ によりにおける境界値問題$H^{n}$$(H_{0}+q\sim)v=0$$(q\sim=y^{2}q-n(n-2)/4)$in$\Omega$

,

on

$v=f$

$\partial\Omega$を考える.

に平行移動として作用させる.
(Step 2) $R^{n-1}$ に rank $n-1$ の Lattice をとりの一つの coordinate patch に含まはを十分大きくとればを商多様体とする. このとき
$H^{n}$$\Gamma$$\Omega$$\Gamma$$\mathcal{M}=\Gamma\backslash H^{\mathfrak{n}}$$\mathcal{M}$れているとしてよい.

(Step 3) パラメータ$\theta\in R^{n-1}$

をとり $u=e^{1x\cdot\theta}v$ とおけば

in$(H_{0}(\theta)+q\wedge)u=0$$\Omega$

,

$u$

は

on

$u=e^{1x\cdot\theta}f$$\partial\Omega$

,

(3.3)

$H_{0}(\theta)=-y^{2}(\partial_{y}^{2}+(\partial_{x}+i\theta)^{2})+(n-2)y\partial_{y}$をみたす.

(Step 4) $E>n(n-2)/4$ を任意にとり,$\Omega$

上で $V=q\sim+E,$$\Omega^{c}$

上で $V=0$ とおく.

$\mathcal{M}$においても境界値逆問題と逆散乱問題は同値である. よって (3.3) に対する Dirichlet-Neumrn 写像
から $H_{0}(\theta)+V$ に対する物理的散乱振幅(Step 5)$A(\theta)$

は$\theta$$A(\theta)$$\Lambda(\theta)$

を作ることができる.

に関して解析的であることが分かる. そこで$\theta$を虚軸方向に沿って無限遠に近づければ $V$ の Fourier 変換が得られる.
$H_{0}(\theta)$

は Floquet 理論 (これは周期的な係数をもつ Schr\"odinger 作用素に関する基本的な理論である) に現れる作用素であることに注意しよう. 商多様体を考える効用は Step 5 で現れる.
の Green 作用素は変形 Bessel 函数で書かれるのだが,に関しては分岐点をもってでの$\mathcal{M}$$\theta$$H_{0}(\theta)$

いる. Lattice$\Gamma$が discrete であることにより,$\theta$をこれらの分岐点を避けて解析接続できることが重要である. 以上が [10] の主な内容である.

最後の $V$ の Fourier 変換を求める step は $n\geq 3$ の場合にのみ適用できる. 実は 2 次元のSchr\"odinger 作用素の固定したエネルギーに対する逆散乱問題はユークリッド空間の場合でも未解決である.
方程式での」Ho(\mbox{\boldmath $\theta$}) の Green 作用素は, 上に述べた分岐点の影響によりあるをみたすことが示される. これにより (2.3) に類似したポテンシャルの表示公式が得られる ([12]).

3.2.
$H^{3}$-理諭.

$\partial$$\overline{\partial}$$H^{n}$の場合には多様体$\mathcal{V}_{\xi}$に相当するものは複素平面 $C$ になり, 通常の一般化された Cauchy の公式だけでよい.

33. 双曲等畏写像. 双曲空間の一つの特徴として豊富な等長写像をもっていることがあげられる.
$H^{3}=R_{+}^{3}\ni(x_{1}, x_{2},x_{3})$ を quarternion で表示する :$z=x_{1}1+x_{2}i+x\dot{u}=(\begin{array}{llll}x_{1} +ix_{3} x_{2} -x_{2} x_{1} -ix_{3}\end{array})$$\beta=(\begin{array}{ll}a bc d\end{array})\in SL(2, C)$.

に対して作用$zarrow\beta\cdot z=(az+b)(\alpha+d)^{-1}$は $H^{3}$ の等長写像を与える.

これは測地線を測地線に写す.

$H^{3}$の測地線は $\{x_{3}=0\}$ に中心を持

つ半円, または $\{x_{3}=0\}$ に垂直な直線である. このことが逆問題で有効な働きをする.

93
散乱理論と逆問題

34. 包含物の同定問題. 境界値逆問題 (2.4) の例として医療における問題がある. 人体内の組織がスカラー函の電気伝導度は異方性があるのだが, 簡単のために等方性としよう. これはを求める問題は, 人体表面に電極をおいたと数であることを意味している. D-N 写像から
きの電流, 電圧のデータから内部の電気伝導度を求めることに相当する. 現実の問題には種々の$\gamma(x)$$\gamma(x)$variation がある. たとえば乳癌の細胞の電気伝導度は周囲の正常な組織の 4 倍くらいになることが知られている. このような問題においては腫瘍の位置を特定することが重要である. しかも現
実的には人体表面の一部分に電極をおいて計測データを求めることが行われている. そこで次のような問題を考えよう.
$R^{n}(n=2,3)$ 内の有界領域$\Omega$のある一部分$\Omega_{1}$$\Omega$の正常な場合の電気伝導度$\gamma_{0}(x)$が分かっているものとする.

において電気伝導度が周囲よりも大きいとする : $\gamma_{1}(x)>\gamma o(x)$ . 境界のある一部分にのみ台をもつデータからの計測によっての位置が特定できるか ?

$\Omega_{1}$

この間題に関しては Ikehata [5] の重要な貢献がある. それは複素函数論における Mittag-Lefflerの位置を特定する algorithm である. 上に述べた双曲等長写像を利用して, この問題を 3 次元の場合にも論ずることができるようになった. 論文 [4] において函数を利用して 2 次元の場合に$\Omega_{1}$2, 3 次元共通に適用できる次のような結果を得た.
よう.

$x_{0}$を$\Lambda,$$\Lambda 0$

を $\gamma(x),\gamma 0(x)$ に対する$\triangleright N$

写像としの凸包の外部にとり, $B(x_{0}, R)=\{|x-x_{0}|<R\}$ とする. このとき次の定理が成$\Omega$り立っ.

定理 31 大きいパラメータ $\tau>0$ を含む函数

(1)

(2)

$u_{\tau}$は方程式$u_{\tau}(x)$$\nabla\cdot(\gamma_{0}(x)\nabla u_{\tau})=0$

は $x\in B(x_{0}, R)$ のときは

$u_{\tau}(x)$で次の性質を持つものが存在する.

を満たす.
$\tau$

に関して指数的に増大し, $x\not\in B(x0, R)$ のときは$\tau$に関して指数的に減少する.

(3)$f_{r}=u_{\tau}|_{\partial\Omega}$あり,$f_{\tau}$

とおく. $B(x_{0}, R)\cap\Omega_{1}=\emptyset$ のときは$B(x_{0}, R)\cap\Omega_{1}\neq\emptyset$のときは$0\leq((\Lambda-\Lambda_{0})f_{\tau}, f_{\tau})_{\partial\Omega})<e^{-\delta\tau},$ $\exists\delta>0$$((\Lambda-\Lambda_{0})f_{\tau}, f_{\tau})_{\partial\Omega})>e^{-\delta\tau}$

で

である.

は $B(x_{0}, R)$ の外では指数的に減少しているから数値計算上は.0 と考えてよい. よって局所的なデータからの計測値$((\Lambda-\Lambda_{0})f_{\tau}, f_{\tau})_{\partial\Omega})$

によって球 $B(x_{0}, R)$ と$\Omega_{1}$が交わるか否かを判定できることになる. また上の定理は $\gamma_{1}(x)<\gamma_{0}(x)(x\in\Omega_{1})$ の場合でも (適当な修正の下に) 同様に成立する.

上の函数$u_{\tau}(x)$は近似的に次のように表される.

$\Omega$を$R^{3}$の上半空間の中におき, $x_{0}=0$ とする. また $\gamma_{0}(x)=1$ とする. このとき
$u_{\tau}(x)\simeq\sqrt{\frac{y_{3}}{x_{3}}}e^{\tau(-y_{1}+i\tau ys)}$$y_{1}= \frac{x_{1}^{2}+x_{2}^{2}+x_{3}^{2}-R^{2}}{(x_{1}+R)^{2}+x_{2}^{2}+x_{3}^{2}}.$’,$y_{3}= \frac{2x_{3}R}{(x_{1}+R)^{2}+x_{2}^{2}+x_{3}^{2}}$

(3.4)

.

このことを用いれば次のような包含物探査のアルゴリズムが考えられる.
(1) 物体$\Omega$を上半空間$R_{+}^{3}$に置く.

(2) (3.4) の右辺の函数を 2 次形式 $Q(\tau)=((\Lambda-\Lambda_{0})f_{\tau}, f_{f})$ に代入する.
を描く.
(3) 原点中心, 半径 $R$ の球がに交われば, $Q(\tau)$ は と共に指数的に増大するであろう.
(4)$B_{R}$$B_{R}$$\Omega_{1}$

なけば, $Q(\tau)$ は$\tau$$\tau$

と共に指数的に減少するであろう.

$B_{R}$

が$\Omega_{1}$

に交わら

94
散乱理諭と逆問題

を中心とし包含物に接する球面が得られる.
を動かして得られる球面族の包絡面が包含物の形を近似しているであろう. このアルゴリズムに基づいて 2 次元の場合の数値計算を行った. それを以下に図示しよう.
このようにして$x_{0}$$x_{0}$

左側の縦列のように半円の中に包含物があるとする. 灰色の部分 (正常部分, あるいは背景部
分) の電気伝導度が 1, 黒色の部分 (包含物) の電気伝導度が 4 である. 半円の直線部分 (これを前縁部と呼ぶ) のみに台を持つ境界データを与えて, 境界値問題 (2.4) を有限要素法で解いた解を使い, 前記のアルゴリズムを用いて包含物までの距離を計算した. 縦 2 列目の灰色部分は前縁部に中心をもつ円の族による包絡線の囲む領域である. これが包含物の非存在を幾何学的に推定できる最大の領域である. 左から 3 列目は数値計算による推定 (ノイズのないとき) である. 一番

右の列は 001 パーセントのノイズをいれたときの数値計算結果である. 3, 4 列の右肩の数字は2 列目の領域からの誤差である. 浅いところにある包含物は同定しやすいが, 深いところにある包含物は同定しにくい. これは EIT の物理的特性である.
を上半空間に埋め込むことにある. 3.3定理 31 の証明のアイディアは $x_{0}=0$ となるように$R$の半球を $\{x_{3}=0\}$ に垂直な平面 $\{x_{2}=0\}$ に節で述べた双曲等長変換により, 原点中心半径変換できる. このとき双曲空間における Shr\"odinger 方程式 (3.2) は不変である. ゲージ変換によのり複素パラメータを含んだ方程式 (3.3) を考える. $\theta=(0, i\tau)$ ととる. 微分作用素
グリーン函数を変形 Bessel 函数を用いて書ける. このグリーン函数を用いて (3.3) の解を構成す
る. ゲージ変換をし直せば, 平面 $\{x_{2}=0\}$ の片側で指数的に増大し, 反対側で指数的に減少する方程式の解を構成できる. この解を双曲等長写像で元に戻せばよい.
を評価するには次の $Kang-S\infty\cdot Sheen[16]$ による補題を使う.
2 次形式$\Omega$$\theta$$Schr\ddot{o}d_{\dot{i}}ger$$((\Lambda-\Lambda_{0})f_{\tau}, f_{\tau})_{\partial\Omega})$$H_{0}(\theta)$

95
散乱理論と逆問題

補題 $f\in H^{3/2}(\partial\Omega)$ とし $w$ を次の境界値問題の解とする.

(1)$\{\begin{array}{ll}\nabla\cdot(\gamma_{0}(x)\nabla w)=0 in \Omega,w=f on \partial\Omega.\end{array}$

このとき

(2)

(3)

,

$( \frac{\gamma_{0}(\gamma_{1}-\gamma_{0})}{\gamma_{1}}\nabla w,\nabla w)_{\Omega_{1}}\leq((\Lambda-\Lambda_{0})f,f)_{\partial\Omega}$$((\Lambda-\Lambda_{0})f,f)_{\partial\Omega}\leq((\gamma_{1}-\gamma_{0})\nabla w,\nabla w^{:})_{\Omega_{1}}$.

3.5. Horosphere 境界値問題と Barber-Brown algorithm. $n\geq 3$ の場合は 1980 年代後半にこの問題の解の一意性と理論的な再構成手続きが示されたのだが ([21], [17], [15]), それは境界値逆問題を散乱の逆問題に変換するものであり, 実際の数値計算とはかなりの距離がある. 一方を求める algoritlun が提唱さ1980 年代の前半に英国の技術者 Barber と Brown によってれていた. それは計算コストが小さい割には良い精度の解を与え, 現在のところ商業的に実際に用$\gamma(x)$いられているただ一つのアルゴリズムである. さらに興味深いことにこの間題は双曲幾何学に関係があることが Santosa-Vogelius [19] によって指摘されていた.

彼らの議論を簡単に振り返ろう. 2 次元単位円板 $\Omega=\{|x|<1\}$ を考え,$\gamma(x)$は定数笥 $>0$ に殆ど近いものであるとしよう :$\gamma(x)=\gamma 0+\epsilon\gamma_{1}(x)+\cdots$.

点 $w=(w_{1},w_{2})\in$ 鍮を任意にとり $w^{\perp}=(-w_{2},w_{1})$ とおく.
$u_{0}(x)= \frac{w^{\perp}\cdot x}{(w^{\perp}\cdot x)^{2}+(1-\omega\cdot x)^{2}}$は $x=w$ に特異点をもつ $\Delta u=0$ の解である. 方程式 $\nabla\cdot(\gamma(x)\nabla u)=0$ の解として$u(x)=u_{0}(x)+\epsilon u_{1}(x)+\cdots$という形のものを想像する. Barber-Brown algorithm は$\gamma_{1}(x)$ことを主張するものである :$\gamma_{1}(x)\approx\int_{S^{1}}\varphi(x,\omega)\rho_{1}\ J$.

が近似的につぎのように書ける96
散乱理論と逆問題

ここで $\varphi(x,w)$ は $u_{1}(x)$ から計算されたある函数であり,$\rho_{1}$は適当な密度である. Santosa とVogelius は $\varphi(x,w)$ が大体次ぎのようなものであることに気がついた :$\varphi(x,w)\approx K(\int_{S}\gamma_{1}(x)\rho_{2}d\sigma)$

ここで $K$ はある

convolution 作用素であり,$S$は$\partial\Omega$.

に直交する円である. 上の 2 つを合わせれば$\gamma_{1}\approx R^{r}KR\gamma_{1}$という式が成り立っ. ここで$\Omega$,(3.4)$Rf= \int_{S}f(x)\rho_{2}d\sigma$

を Poincar\’e disc と見倣せば $S$ は測地線であり, (3.4) は Poincar\’edisc 上での Radon 変換の反転公式と類似している. Berenstein-Tarabushi [2] は Barber-Brownのアルゴリズムを分析し, それが実際に Poincar\’e disc 上の Radon 変換の反転公式とみなせることを論じた.

これらの仕事は円板上の境界値逆問題が双曲幾何と関係していることを示唆しているように思われる. しかしこれ以上の解析, 特に 3 次元の場合, あるいは線形化しない元の問題 (2.4) との関係等は未知のまま残されていた.
論文 [13] は双曲空間の方法により Barber-Brown algorithm を次のようにして正当化しようとの中で Schr\"odinger 方程式 $(-\Delta+q(x))u=0$ に対する境界値逆問いうものである. 3 次元球を考える. このときに直交する球面
題を考える.
$\Omega$$S$$\partial\Omega$

定理 3.2(1) 大きいパラメータ $\tau>0$ を含む$(-\Delta+q)u=0$

in$\Omega$$\partial\Omega$,

上の擬微分作用素 $P(\tau)$ が存在し, 境界値問題$\frac{\partial u}{\partial n}=P(\tau)u+f$

on$\partial\Omega$は一意解 $u(\tau)$ をもつ. 一般化された Diriilet-Robin 写像 (GRD map) を$\mathcal{R}_{q}(\tau)$:$farrow u|_{\partial\Omega}$

によって定義する.

(2) 境界データ $f(\tau)$ と点列$\{\tau_{n}\}$が存在し$n arrow\infty 1\dot{m}((\mathcal{R}_{q}(\tau_{n})-\mathcal{R}_{0}(\tau_{n}))f(\tau_{n}), f(-\tau_{n}))_{\partial\omega}=i\int_{S\cap\Omega}q(x)dS$が成り立っ.

(3)$H^{3}$の $D$ isc model での Radon 変換の反転公式によって $q(x)$を計算できる.

Disc model の双曲空間での Radon 変換は$Rf( \xi)=\int_{\xi}f(x)dS(x)$( は境界 $\{|x|=1\}$ に直交する球面) であり, $K=SO(3),$ $g\in SO(2,1),$ $g\cdot 0=x,$
$\xi$

は

$0$

$0$

は原点,

$\eta$

を通る平面として $R$ の共役作用素は$R^{*} \varphi(x)=\int_{x\in\xi}\varphi(\xi)d\mu(\xi)=\int_{K}\varphi(gk\cdot\eta)dk$,

である. このとき Radon 変換の反転公式とは,$f=- \frac{1}{2\pi}(1+\Delta_{g})R^{*}Rf$であった. ただし$\Delta_{9}$は $H^{3}$ の $Laplac\triangleright Beltrami$ 作用素である.

作用素 $P(\tau)$ , 境界 T—-. タ $f(\tau)$ , 点列$\{\tau_{n}\}$はポテンシヤル $q(x)$ によらずに具体的に表示できる.

97
散乱理論と逆問題

定理 32 の証明のアイディアは$\Omega$を次のようにとることである :$\Omega=\{(x_{1}+R)^{2}+x_{2}^{2}+(x_{3}-\frac{R}{\delta})^{2}<(\frac{R}{\delta})^{2}\}$

これは $\{x_{3}=0\}$ に接するにとればこの球を半空間$R_{+}^{3}$の中の球, 即ち$\{x_{3}>\delta\}$$H^{3}$.

のホロ球である. 33 節の双曲等長写像を適当に写像できる. そこで Schrodinger 方程式 $(H_{0}+q)u=0$ を

半空間 $\{x_{3}>\delta\}$ で考えればよい. 以下, 前と同様にゲージ変換をほどこして複素パラメータ導入する. 半空間 $\{x_{3}>\delta\}$ での$H_{0}(\theta)$

に対するグリーン函数を用いて求める解$u$を$\theta$を構成する.

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