数理解析研究所講究録 1293 巻 2002 年 132-143132
容量不等式と再帰性の判定

京都工芸繊維大学・工芸学部

弘之 (Hiroyuki OKURA)

大倉

Faculty of Engineering and Design,
Kyoto Institute of Technology

1. 序
本報告では対称マルコフ過程の再帰性の判定法について容量不等式を中心に紹介する.
本論に入る前に背景にある問題意識を紹介しておく. 非コンパクトなリーマン多様体$M$が放物型 (parabolic) であることとその上のブラウン運動 (X

再帰的であることが同値であることはよく知られている. ここでブラウン運動とは $M$ 上の Laplace-Beltrami
作用素$\Delta$に対する熱核 $p(t, x, y)$ を $M$ の体積要素 $m$ に関する推移確率密度関数に持つ拡散過程, 即ち連続な道を持つマルコフ過程のことである. 特に $M$ がユークリッド空間のときは, よく知られているように放物型

リーマン多様体の考え方は各$M_{1},$$M_{1},$$M_{2}$$M_{2}$の直積$M_{1}\cross M_{2}$$x_{i},$$y_{i}$)$\vee\wedge t^{-d_{i}/2}$である. 一般に 2 つの放物型が放物型であるかどうかを判定するときの一つに対応する “大域的次元”

大きさで判定することである. 実際, 各の漸近挙動が乃 (ち$\Leftrightarrow d\leq 2$$\mathbb{R}^{d}$$M_{i}$$d_{1}$,$d_{2}$を求め, それらの和 $d_{1}+d_{2}$ の値のに対応する熱核乃$(t, x_{i}, y_{i})$の $tarrow\infty$ のときと示されたとすれば, 直積 $M=M_{1}\cross M_{2}$ に対する熱核は $p(t, (x_{1}, x_{2}), (y_{1}, y_{2}))=p_{1}(t, x_{1}, y_{1})p_{2}(t, x_{2}, y_{2})$ で与えられるので, 半 IJ 定条件
$M$

が放物型

$\Leftrightarrow\int_{1}^{\infty}p(t, x, y)dt=\mathrm{o}\mathrm{o}$$\Leftrightarrow\int_{1}^{\infty}t^{-(d_{1}+d_{2})/2}dt=\mathrm{o}\mathrm{o}$$\Leftrightarrow d_{1}+d_{2}\leq 2$が得られる. この判定条件は積分の発散条件であり, 結論は 2 つの熱核の漸近挙動により完全に決定されることがわかる. ただ, 熱核の挙動に$(\log t)^{-\alpha}$のような factor が掛かる

場合は “次元” という数だけでは捕え切れないこともわかる. いずれにしても, 放物型という性質はこのように量的に取り扱うことができるのである.

一般のマルコフ過程の再帰性の場合は必ずしも推移確率密度関数が存在するとは限らないので, 上と同じ形で論ずることは一般には困難だが, 再帰性の様々な特徴付けに応じて考察が可能である. 本報告では容量を用いた特徴付けに基いて容量に対する評価を主として問題にする. また, マルコフ過程に対する従属操作と直積・斜積を作るという 2 種類の操作に着目し,これらの操作によって再帰性がどの程度まで保たれるかを調べている.

133 133
これは再帰的なマルコフ過程がどれだけの範囲の操作に対して再帰性を保つかという観点からその再帰性の “強さ” を捕えようという考え方を背景にしている. 即ち, 再帰性を保つような操作をより多く許容するほうがより “強い” 再帰性を持つと考えるのである. しかしながら, 今だに “強さ” の順序構造について詳しくは明らかになっているわけではな
更なる, 判定法の整備が必要と思われる. ただ, 以下で与えた再帰性の判定法でも,い.

一つの操作を施した後, 尚どれだけの範囲の操作を許容するかが, 出来るだけ明らかになるように配慮している.

2. 対称マルコフ過程の再帰性・推移性と容量$X$を局所コンパクト可分距離空間,とする. M=(X
対称半群,

上の $m$-対称マルコフ過程で $T_{t}=e^{tL}$ を対応する $L^{2}(X, m)1$ 上の$X$$(\mathscr{E}, \ovalbox{\tt\small REJECT})$

を $L^{2}(X, m)$ 上のデイリクレ形式:$\{u\in L^{2}(X, m):\mathscr{E}(u, u)<\infty\}$

定義 1. $M$ 又は$\Leftrightarrow 1\in\ovalbox{\tt\small REJECT}_{\mathrm{e}}$但し,$ff_{\mathrm{e}}$$\mathscr{E}$

が再帰的

$M$

$\mathscr{E}$$\mathscr{E}(u, v)=\lim(u-T_{t}u, v)\underline{1},$$\iota\varphi:=$$tarrow 0t$とする. いくつかの基本的概念をまとめておく.

$s^{\mathrm{f}}$$\forall f\in L^{1}(X, m)_{+},$ $\int_{0}^{\infty}T_{t}fdt=\mathrm{O}$or$\infty$m-a.e.

and $\mathscr{E}(1,1)=0$ ( , FOT]),$[\mathrm{S}$は拡張ディリクレ空間といい ($\sup_{n}\mathscr{E}(u_{n}, u_{n})<\infty),$$M$ 又はを $X$ 上のラドン測度で Supp[m] $=X$ なるもの

$m$$u\in\ovalbox{\tt\small REJECT}_{\mathrm{e}}$

.

が推移的

$s^{\mathrm{f}}$$u\in \mathrm{L}\ovalbox{\tt\small REJECT}_{\mathrm{e}}\Leftrightarrow^{\mathrm{d}\mathrm{e}\mathrm{f}}\exists\{u_{n}\}$$\subset\ovalbox{\tt\small REJECT} \mathrm{s}.\mathrm{t}.u_{n}arrow u$

m-a.e.,

なら $\mathscr{E}(u, u):=\lim_{narrow\infty}\mathscr{E}(u_{n}, u_{n})$ が常 }こ定まる.

$\forall f\in L^{1}(X, m)_{+},$$\int_{0}^{\infty}T_{t}fdt<\infty$

m-a.e.

が既約のときは再帰的でないことと推移的であることは同値である (cf. [FOT]).

以下では$(\mathscr{E}, \ovalbox{\tt\small REJECT})$は正則であると仮定する. 即ち ,れぞれに於いて稠密である. ここで,
で一様ノル$\Delta$$C_{0}(X)$の位相を考えた空間, また

定義 2. $K$ がコンパクト,$G$$C_{0}(X) \bigcap_{t}\ovalbox{\tt\small REJECT}$が $C_{0}(X)$ と ($\ovalbox{\tt\small REJECT}$, 句のそはコンパクトサポートを持つ連続関数の全体$\mathscr{E}_{1}(\cdot, \cdot):=\mathscr{E}(\cdot, \cdot)+(\cdot, \cdot)$

である.

が $X$ の開部分集合で $K\subset G$ のとき,$(K, G)$ を capacitor(コンデンサ) と呼び, その容量を次式で定める:

Cap $(K;G):= \inf\{\mathscr{E}(u, u) : u\in \mathscr{C}(K;G)\}$ ,$\mathscr{C}(K;G):=${$u\in\ovalbox{\tt\small REJECT}\cap C_{0}(X):0\leq u\leq 1$

on $X,$ $u=1$ on $K,$

次は容量を用いた再帰性の特徴付けである (cf.

$[\mathrm{G}$$u=\mathrm{O}\mathrm{q}.\mathrm{e}$. on$G^{c}$}.

, O95]). 相対コンパクトな開集合の増大族 $B(r)\nearrow X$ を考える.
$\mathscr{E}\hslash\grave{\grave{[searrow]}}\mathrm{f}\mathrm{f}\text{帰}\mathrm{B}9\Leftrightarrow \mathrm{f}\mathrm{f}\mathrm{i}\text{意のコ}\grave{\sqrt}\mathit{1}\backslash ^{\mathrm{o}}\text{クト}K\subset X\mathfrak{l}^{}.\text{対して}$$\Leftrightarrow\forall r>0\lim_{Rarrow\infty}$

1 内積は$(\cdot, \cdot)$で表す.

Cap(B( ); $B(R)$ ) $=0$ .
$r$

Cap(K; $X$ ) $=0$

(2.1)

134
ところで, 正則なディリクレ形式は次の一意的な分解をもつことが知られている.
$\mathscr{E}(u, v)=\mathscr{E}^{(c)}(u, v)+\mathscr{E}^{(j)}(u, v)+\mathscr{E}^{(k)}(u, v)$$(u, v\in\ovalbox{\tt\small REJECT}_{\mathrm{e}})$,$\mathscr{E}^{(c)}(u, v)=\frac{1}{2}\int_{X}d\mu_{(u,v\rangle}^{c}$(local Part),$\mathscr{E}^{(j)}(u, v)=\iint_{X\mathrm{x}X}(\tilde{u}(x)-\tilde{u}(y))(\tilde{v}(x)-\tilde{v}(y))dJ(x, y)$( umping Part),$\mathscr{E}^{(k)}(u, v)=\int_{X}\tilde{u}(x)\tilde{v}(x)dk(x)$(killing part).

ここで$d\mu_{\langle\cdot,\cdot\rangle}^{\mathrm{c}}$$\mathrm{j}$は符号付 Radon 測度に値をとる 2 次形式で局所エネルギー測度と呼ばれる$\nabla v)dm$ ) .
$dJ(x, y)$ は $X\cross X$ 上の対称な Borel(e.g. ブラウン運動のときは測度で $J(\{x=y\})=0$ なるもので飛躍測度と呼ばれる. $dk(x)$ は死滅測度ど呼ばれる非の準連続変形である.
負値 Radon 測度である. また$d\mu_{\langle u,v\rangle}^{c}=(\nabla u,$$\tilde{u}l\mathrm{h}u$なら再帰的にはなり得ないので$\mathscr{E}^{(k)}\neq 0$$\mathscr{E}$が再帰的$\mathscr{E}^{(k)}=0$を仮定するとCap$(\overline{B(r)};Rarrow 0\ovalbox{\tt\small REJECT} B(R))<\infty$$\Leftrightarrow\sup_{r>0}1\mathrm{i}$(cf. [O]).

(2.2)

3. 容量不等式
上で見たように容量を評価することにより再帰性を判定することができる. 最初は上からの容量不等式を示すための方法を 2 つの場合に整理して紹介する.
予備的な評価として $\varphi_{r,R}\in \mathscr{C}(\overline{B(r)};B(R))(0<r<R)$ に対する評価$e(r, R)$ が得られているとして,$\mathscr{E}(\varphi_{r,R}, \varphi_{r,R})\leq$

これを強化する方法を紹介する.

の場合 :

強局所型

$(\mathscr{E}=\mathscr{E}^{(\mathrm{c})})$

に対して$H_{\triangle}= \sum_{n=1}^{N}e_{n}^{-1},$$H(r, R):= \sup_{\triangle}H_{\triangle}$

とおくと,$(0<r<R)$ .

Cap $(\overline{B(r)};B(R))\leq H(r, R)^{-1}$

注意 1. この定理による評価はしばしば元々の $e(r, R)$ による評価より大きく改善される.
しかし,$\sup_{\triangle}\sum_{n}H(r_{n-1}, r_{n})=H(r, R)$となるので,

この操作を繰り返してもそれ以上は改善されないことがわかる.
典型的な場合として exhaustion function と呼ばれる$\{x:\psi(x)<r\}(r>0)$ となっている場合,$2\psi\in \mathrm{c}\ovalbox{\tt\small REJECT}_{1\mathrm{o}\mathrm{c}}$$\mu_{\langle\cdot,\cdot\rangle}^{c}$は$\ovalbox{\tt\small REJECT}_{1\mathrm{o}\mathrm{c}}$$\psi\in\ovalbox{\tt\small REJECT}_{1\mathrm{o}\mathrm{c}}\cap C(X)2$$w(r):=\mu_{\langle\psi,\psi\rangle}^{c}(\{0<\psi<r\})(r>0)$とは任意の相対コンパクト開集合 $G$ に対して $\psi=\psi G$ なる

上に拡張される.

により $B(r)=$$\psi_{G}\in.$

とおくとff が存在すること.

また,

135
$e(r, R)= \frac{w(R)-w(r)}{2(R-r)^{2}}$はエネルギー増大関数と呼ばれ ([St98]), このような量の有効性はで指摘されていた. また, $w(r)$ は常に絶対連続であることが知られている ([BH]).

が成り立つ. 尚,$[\mathrm{K}96]$

による評価が出来るので $H(r, R)=2 \int_{r}^{R}\frac{d\rho}{w’(\rho)}$ により定理の評価$w(r)$

非局所型 (E=l(c)+l(力) の場合 :$J_{0}(r, R):=J(B(r)\cross B(R)^{c})(0<r<R)$ とおく.
$0\leq \mathscr{E}(\varphi_{r,R}, \varphi_{r’,R’})\leq 2J_{0}(R, r’)$$0<r<R<r’<R’$ のとき,となることがわかる. これは強局所型の場合は 0 であった

量で, $e(r, R)$ と共にこの量を評価することが必要となる.

定理 2([O]). ある数 $c_{0}>1,$ $K>0$ と $(0, \infty)$ 上の正値連続単調関数 $f,$$g$$3e(r, R)\leq K(f(r)\wedge f(R))g(R)$$(c_{0}\leq R/r<c_{0}^{2})$$4J_{0}(r, R)\leq K(f(c_{0}^{-2}r)\wedge f(r))g(c_{0}^{2}R)$$(c_{0}\leq R/r)$に対し,$(*)\{$

を仮定する. ただし,$g$は非増加とする. このとき

Cap $(\overline{B(r)};B(R))\leq KI(r, R)^{-1}$が成り立つ. 但し,$(0<r<c_{0}r\leq R)$$I(r, R)= \frac{1}{f(R)g(R)}+\int_{r}^{R}\frac{d(-1/f)(\rho)}{g(\rho)}=\frac{1}{f(r)g(r)}+\int_{r}^{R}\frac{d(1/g)(\rho)}{f(\rho)}$である.

以上では容量の上からの評価の方法を与えた. これは再帰性の十分条件を与えることに). 以下では再帰なる. 一方, 下からの容量評価は一般に上からに比べて難しい (cf.
性の必要条件を得るためには, 容量評価以外の方法を用いる.
$[\mathrm{O}94]$

4. マ) コフ過程の直積・斜積
対称なマルコフ過程 $M^{(i)}:=(X_{t}^{(i)})$ と $M^{(1)}$ の正値連.
$M^{(1)},$ $M^{(2)}$で定まる M:=(X
続加法的汎関数 $A:=$ (A紡个靴に対応すの $A$ に関する斜積 (skew product) といい $M=M^{(1)}\otimes_{A}M^{(2)}$ と書く. 各
各 $i=1,2$ に対して

$X^{(i)}$上の$m^{(i)}$$X_{t}:=(X_{t}^{(1)}, X_{A_{t}}^{(2)})$$M^{(i)}$る $L^{2}(X^{(i)}, m^{(i)})$ 上のデイリクレ形式を$(\mathscr{E}^{(i)}, \ovalbox{\tt\small REJECT}^{(i)}),$$\mu$

を $A$ の Revuz 測度とすると,対応する $L^{2}(X^{(1)}\cross X^{(2)}, m^{(1)}\otimes m^{(2)})$ 上のデイリクレ形式$(\mathscr{E}, \ovalbox{\tt\small REJECT})$$M$ には $\mathscr{C}^{(i)}:=\mathit{7}^{(i)}\cap Q(X^{(i)})$とおいて$\mathscr{E}(u\otimes v, u\otimes v):=\mathscr{E}^{(1)}(u, u)(v, v)_{m^{(2)}}+(u, u)_{\mu}\mathscr{E}^{(2)}(v, v)$$(u\in\%^{7(1)}, v\in \mathscr{C}^{(2)})$$Ml\mathrm{h}M^{(1)}$ ,で特徴付けられる (cf. [O98]). 以上で, 特に $A(t)=t$ のとき $\mu=m^{(1)}$ となりに関するを$M=M^{(1)}\otimes M^{(2)}$ と書$M^{(2)}$ の直積であり,.
$\text{く}$$(K^{(i)}, G^{(i)})$の容量とし, ある $c_{0}>1,$$K_{i}>0$$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{(i)}(K^{(i)} ; G^{(i)})$$(\mathscr{E}^{(i)}, \epsilon\ovalbox{\tt\small REJECT}^{(i)})$に対して不等式$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{(i)}(\overline{B^{(i)}(r)};B^{(i)}(R))\leq\frac{K_{i}}{R-r}$$(1\leq r<c_{0}r\leq R;i=1,2)$

.

(4.1)

136
の成立を仮定する. 従って, 各 $M^{(i)}$ は再帰的である. (逆に各 $M^{(i)}$ が再帰的であれば開集合族 $\{B^{(i)}(r)\}$ をうまくとり, 必要に応じてパラメータを付け替えることによって (4.1) が成立するようにできる場合は多い. ) このとき, 以下の各量と開集合族 $\{B(r)\}$ を定める :$\rho_{i}(t):=m^{(i)}(B^{(i)}(t))\vee 1$$F_{i}(t):= \int_{1}^{t}\rho_{i}(\sigma)d\sigma$,,$(t\geq 1;i=1,2)$ ;$\rho_{\mu}(t):=\mu(B^{(1)}(t))\vee 1$$G_{i}(s):=F_{i}^{-1}(s)$$(t\geq 1, s\geq 0;i=1,2, \mu)$ ,$(t\geq 1)$$C(t):=1+ \int_{0}^{t}\frac{ds}{\rho_{\mu}(G_{\mu}(s))\rho_{2}(G_{2}(s))}$$B(r):=B^{(1)}(G_{\mu}(C^{-1}(r)))\cross B^{(2)}(G_{2}(C^{-1}(r)))$,$(1 \leq r<C(\infty):=\sup_{t\geq 1}C(t))$

定理 3([O]). $C(\infty)=\infty$ ならば $M^{(1)}\otimes_{A}M^{(2)}$ は再帰的である.

このとき,

.

$c_{1}>c_{0}$とすると次が成り立つ.

Cap $( \overline{B(r)};B(R))\leq\frac{K}{R-r}$
ただし,

注意 2.

$(1\leq r<c_{1}r\leq R<\infty)$$K:= \frac{4(K_{1}+K_{2})(c_{1}-1)}{(1-1/c_{0})(c_{1}-c_{0})}$$\psi_{i}\in\ovalbox{\tt\small REJECT}_{1\mathrm{o}\mathrm{c}}^{(i)}\cap C(X^{(i)})(i=1,2)$

.

(4.2)

.

?こ対して $B^{(i)}(r)=\{x^{(i)} : \psi_{i}(x^{(i)})<r\}(i=1,2)$ となっていれば $B(r)=\{(x^{(1)}, x^{(2)}):C(F_{\mu}(\psi_{1}(x^{(1)})))\vee C(F_{2}(\psi_{2}(x^{(2)})))<r\}$ と書ける.

直積・斜積の再帰性の必要条件を一般的な形で与えることには今のところ成功していな
い.

ただ,

1 次元拡散過程の直積に関しては既に富崎 [T] により反射・滞留壁のある場合も含めて一般的に解決している.

5. マルコフ過程の従属操作$[0, \infty)$

上の原点から出発する右連続な片側加法過程 $S=(S(t), \Pi)$ を subordinator という. L\’evy-Khintchin の公式 :$E[e^{-\lambda S(t)}]=e^{-t\psi(\lambda)}$

により,

,

$\psi(\lambda)=b\lambda+\int_{(0,\infty)}(1-e^{-\lambda s})d\nu(s)$ドリフト係数 $b\geq 0$ と Le’ 禍測度 $d\nu(s)$ 3 で完全に特徴付けられている. 以下では$\nu_{1}(x):=\int_{(0,\infty)}s\Lambda xd\nu(s)=\int_{0}^{x}\nu((s, \infty))ds<\infty$

とおく. マルコフ過程 M=(X
えられる. 但し,

$S$$(x\geq 0)$

による従属過程 $M^{S}:=(X_{t}^{S})$ は $X_{t}^{S}:=X_{S(t)}$ で与$M$ と $S$ は独立とする.

$b=0,$

特に $0<\beta\leq 1$ で
$d\nu(s)=c_{\beta^{\frac{ds}{s^{\beta+1}}}}$$(0<\beta<1)$$\psi(\lambda)=\lambda^{\beta}\Leftrightarrow\{$$b=1,$ $d\nu=0$$(\beta=1)$

3 ここでは $\int_{(0,\infty)}s\wedge 1d\nu(s)<\infty$ を満たす $(0, \infty)$ 上の正値 Radon 測度のこと

137のとき $S$ を$S^{[\beta]}$( -安定過程), $M^{S}$ を$M^{[\beta]}$$\beta$とそれぞれ書くことにする. 一般に $M$ が m-対称ならば $M^{S}$ も $m$ -対称で, 対応する $L^{2}(X, m)$ 上の半群をと書く.

$T_{t}$の生成作用素がのとき,$L$$T_{t}^{S}$$T_{t}^{S}$,

ディリクレ形式をの生成作用素は $L^{S}=$ -\psi (一 L) である.

$(\mathscr{E}^{S}, \ovalbox{\tt\small REJECT}^{S})$$(\mathscr{E}^{S}, \ovalbox{\tt\small REJECT}^{S})$は次で特徴付けられる :. 常に

定理 4 $([\mathrm{O}02])$$\ovalbox{\tt\small REJECT}\subset\ovalbox{\tt\small REJECT}^{S}$であり,$u\in \mathrm{L}\ovalbox{\tt\small REJECT}$

に対して

(5.1)

$\mathscr{E}^{S}(u, u)\leq b\mathscr{E}(u, u)+\int_{(0,\infty)}\{s\mathscr{E}(u, u)\}\wedge(u, u)d\nu(s)$(5.2)$= \{b+\nu_{1}(\frac{(u,u)}{\mathscr{E}(u,u)})\}\mathscr{E}(u, u)$となる. さら (こ,のとき$u,$ $v\in ff_{\mathrm{e}}^{S}$(5.3)$\mathscr{E}^{S}(u, v)=b\mathscr{E}(u, v)+\int_{(0,\infty)}(u-T_{s}u, v)d\nu(s)$$=b \mathscr{E}(u, v)+\iint(u(x)-u(y))(v(x)-v(y))dJ(x, y)$となる. 但し,

また,$dJ(x, y)= \frac{1}{2}1_{\{x\neq y\}}dm(x)\int_{(0,\infty)}d\nu(s)p_{s}(x, dy)$が正則なら$(\mathscr{E}, \ovalbox{\tt\small REJECT})$$(\mathscr{E}^{S}, \epsilon\ovalbox{\tt\small REJECT}^{S})$$(\mathscr{E}^{S}, ff^{S})$に関する容量を$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{[\beta]}(K;G)$

(5.4)

である.

も正則である.

$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{S}(K;G)$と表わし, $S=S^{[\beta]}(0<\beta< 1)$ のとき,のように添え字の $S$ を全て [\beta ]. に置き換えることにする.

上の定理の不等式より直ちに次の容量不等式が得られる :定理 5 $([\mathrm{O}02])$ . $(K, G)$ が capacitor で $m(G)<\infty$ のとき

(5.5)

,

$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{S}(K;G)\leq \mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}(K; G)\{b+\nu_{1}(\frac{m(G)}{\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}(K,G)}.)\}$

.

(5.6)

$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{[\beta]}(K;G)\leq C_{\beta}m(G)^{1-\beta}\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}(K;G)^{\beta}$

次は (2.2) よりすぐ出る :系 1. $\bigcup_{r>0}B(r)=X$ とする.

$\sup_{r>0}\lim_{Rarrow\infty}$

系 2.

$?=\mathscr{E}^{(c)}$ていて,$M^{S}$Capとし, ある$( \overline{B(r)};B(R))\nu_{1}(\frac{m(B(R))}{\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}(\overline{B(r)}\cdot B(R))},)<\infty$$\psi\in\epsilon\ovalbox{\tt\small REJECT}_{1\mathrm{o}\mathrm{c}}\cap C(X)$

ある定数 $C>0$ に対して

$O(\rho^{2\beta})(\rhoarrow\infty)$ならばは次の条件が満たされれば再帰的である :$M^{[\beta]}$.

により $B(r)=\{x\in X : \psi(x)<r\}$ と書け$d\mu_{\langle\psi,\psi\rangle}^{c}\leq Cdm$

は再帰的である.

が成り立つとする.

$v(\rho):=m(B(\rho))=$138$\overline{-}\pi\underline{-}$Hfl.

$x\in \mathbb{R}[]’.\mathrm{X}1\backslash \mathrm{b}\vee C$$\ovalbox{\tt\small REJECT} \mathrm{Y}^{\backslash }\mathrm{o}\leq r<R,$

Cut-off function(5.7)$\theta_{r,R}(x):=(\frac{R-|x|}{R-r})^{+}\Lambda 1$$|x|$$<\psi<r\})\leq Cv(r)$ だから $\varphi_{r,R}(x):=\theta(\psi(x))$ とおくと$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}(\overline{B(r)};B(R))\leq \mathscr{E}(\varphi_{r,R}, \varphi_{r,R})\leq\frac{w(R)-w(r)}{2(R-r)^{2}}\leq\frac{Cv(R)}{2(R-r)^{2}}$となる. よって定理 5 により次を得る :$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{[\beta]}(\overline{B(r)};B(R))$$=O(v(R)^{1-\beta} \{\frac{v(R)}{(R-r)^{2}}\}^{\beta})=O(\frac{v(R)}{R^{2\beta}})=O(1)(Rarrow\infty)$$x_{0}$をとって $\psi=d(\cdot, x_{0})$$\square$(距離関数 ととおくと $C=1$ ととれ, $v(r)$ は測地球の体積となる). 同様$M$ がリーマン多様体上のブラウン運動のときには最後の系が適用できる

1点

.
$d$

に, 良い内的距離 [BM] がある場合も適用可能である.

6.

上のある特異な拡散過程$\mathbb{R}^{2}$

本 \S 12 次で定まる拡散過程 M=(X$(i=1,2)$ を 2 つの独立な$\mathbb{R}$

箸修僚沼芦當 $M^{S}$ のみを取り扱う.

上のブラウン運動とし,$l(t)$ を $\{B_{t}^{(1)}\}$ の $0\in \mathbb{R}$$\{B_{t}^{(i)}\}$に於ける局所

時間 4 とする.
$X_{t}:=(B_{t}^{(1)}, B_{l(t)}^{(2)})$で定まる$\mathbb{R}^{2}$

上の拡散過程に対応する$L^{2}(\mathbb{R}^{2})$(skew product)
上のディリクレ形式は$\mathscr{E}(u, u)=\frac{1}{2}\int\int_{\mathrm{R}^{2}}(\frac{\partial u(x^{(1)},x^{(2)})}{\partial x^{(1)}})^{2}dx^{(1)}dx^{(2)}+\frac{1}{2}\int_{\mathrm{R}}(\frac{\partial u(0,x^{(2)})}{\partial x^{(2)}})^{2}dx^{(2)}$で与えられる.

$B(r):=(-r^{2}, r^{2})\cross(-r, r)=\{y\in \mathbb{R}^{2} :$d(x, y)=\sqrt{|\prime x^{(1)}-y^{(1)}|}\vee|x^{(2)}-y^{(2)}|,$

定理 6.

d(0, y)<r\}$$x=(x^{(1)}, x^{(2)}),$ $y=(y^{(1)}, y^{(2)})\in \mathbb{R}^{2}$$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}(\overline{B(r)};B(R))\leq\frac{2}{R-r}=2(\int_{r}^{R}d\rho)^{-1}$とおく. 但し,である.

$(0<r<R)$ .

証明. これは定理 3 が適用できる場合だが, 次のように直接示すことが出来て, この方が誤差の少ない良い評価が得られる :まず$\varphi_{r,R}:=\theta_{r^{2},R^{2}}\otimes\theta_{r,R}(\mathrm{c}\mathrm{f}.

(5.7))$

とおいて, 次を得る$\mathscr{E}(\varphi_{r,R}, \varphi_{r,R})=\frac{2(R+2r)}{3(R^{2}-r^{2})}+\frac{1}{R-r}\leq\frac{2}{R-r}$$40\in \mathbb{R}$に於ける Dirac 測度$\delta_{0}$を Revuz 測度とする正値連続加法的汎関数.

口

139
さて,

$\psi:=d(0, \cdot)$

定理 7 $([\mathrm{O}02])$ .

に対して系 1 を適用して上の定理を用いれば次の結果を得る :$(X_{t}^{[\beta]})$が再帰的$\Rightarrow \mathrm{Z}3\leq\beta<1$.

$0<r<R$ のとき

実際,$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{[\beta]}(\overline{B(r)};B(R))\leq C_{\beta}(4R^{3})^{1-\beta}(\frac{2}{R-r})^{\beta}=C_{\beta}’\frac{R^{3-4\beta}}{(1-r/R)^{\beta}}$となるので上の定理の結果のみならず$M^{[\beta]}$に対する容量不等式も得られている. しかし,

r>0. について有界という以上にはあまり意味のない評
価である. 以下の結果はこの場合を含めて一般的に解決するものである.
$\beta=3/4$ のときは $Rarrow\infty$ のとき

定理 8$([\mathrm{O}02, \mathrm{O}])$. 任意の定数$c_{0}>1$に対して次の不等式が成立するような定数 $K>0$をとることができる :$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{S}(\overline{B(r)};B(R))\leq K(\int_{r}^{R}\frac{d\rho}{b+\nu_{1}(\rho^{4})})^{-1}$$(0<r<c_{0}r\leq R)$

.

(6.1)

次の系は定理 7 を含む :系 3 $([\mathrm{O}02])$.

$\int_{1}^{\infty}\frac{d\rho}{b+\nu_{1}(\rho^{4})}=\infty$ならば$\mathscr{E}^{S}$

は再帰的である.

更に, 定理 8 は $S=S^{[3/4]}$ の場合の容量不等式も与える. 実際このとき $b=0,$$C_{3/4}x^{1/4}$$\nu_{1}(x)=$だから$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{[3/4]}(\overline{B(r)};B(R))\leq K(\int_{r}^{R}\frac{d\rho}{\rho})^{-1}=\frac{K}{\log R-\log r}$

更 [こ $b=0,$$\nu_{1}(x)=O(x^{1/4}\log x)$.

ならば$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{S}(\overline{B(r)};B(R))\leq K(\int_{r}^{R}\frac{d\rho}{\rho 1\mathrm{o}\mathrm{g}\rho})^{-1}=\frac{K}{\log\log R-\log\log r}$.

ところで, 系 3 の再帰性の十分条件は, 実は必要条件でもあることがわかる.

これを見るために, 推移性 (非再帰性) の判定法を紹介する.
$\gamma(B):=\int_{0}^{\infty}\Pi(S(t)\in B)dt(B\subset[0, \infty))$定理 9 $([\mathrm{O}02])$.

$\int_{[0,\infty)}(f, T_{s}f)d\gamma(s)<\infty$

とおく.

を満たすような $f\in L^{2}(X, m)$ ($f>\mathrm{O}$

m-a. )$e.$が存在するとき $M^{S}$ は推移的である.

実際 $\int_{0}^{\infty}(f, T_{t}^{S}f)dt=\int_{[0,\infty)}(f, T_{s}f)d\gamma(s)$ なのでこの定理は一般的に成り立つ. 次の評
価は $M$ の具体的な推移確率の評価から得られる (次 \S 補題 3 参照).

140
補題 1 $([\mathrm{O}02])$. $(f, T_{t}f)=O(t^{-3/4})(tarrow\infty)$ となるような$f\in L^{2}(\mathbb{R}^{2})(f>0)$

が存在

する.

定理 10 $([\mathrm{O}02])$ら$\mathscr{E}^{[\beta]}$.

$\int_{1}^{\infty}\frac{d\rho}{b+\nu_{1}(\rho^{4})}<\infty$ならば$\mathscr{E}^{S}$

は推移的である. 特に, $0<\beta<3/4$ なは推移的である.

これは上の 2 つの結果と一般的な不等式$\mathrm{B}_{e}\gamma 0,$$x\leq \mathrm{m}^{1}\psi 1x\leq$

7. 定理 8 の証明 (あらすじ)
本 \S も前 \S と同じ状況考える. 最初は $e(r, R)$ の評価である.
補題 2([O]).

$\varphi_{r,R}(x):=\theta_{r^{2},R^{2}}(x^{(1)})\theta_{r,R}(x^{(2)})$$(0<r<R, c=R/r)$ とおくと$\mathscr{E}^{S}(\varphi_{r,R}, \varphi_{r,R})\leq \mathscr{E}(\varphi_{r,R}, \varphi_{r,R})\{b+\nu_{1}(\frac{(\varphi_{r,R},\varphi_{r,R})_{m}}{\mathscr{E}(\varphi_{r,R},\varphi_{r,R})})\}\leq\frac{2}{1-1/c}\frac{b+\nu_{1}(2R^{4})}{R}$.

次は $J_{0}(r, R)$ の評価に移るが, そのために元の拡散過程の推移確率 $p_{t}(x, dy)$ をある程度詳しく評価する必要がある. 幸いこの場合は具体的な表示が得られる.
補題 3 $([\mathrm{O}02])$.

$(x=(x^{(1)}, x^{(2)}),$ $y=(y^{(1)}, y^{(2)}))$$p_{t}(x, dy)=p_{t}^{(\mathrm{s})}(x, dy)+p_{t}^{(\mathrm{c})}(x, dy)$と分解できる. 但し,$p_{t}^{(\mathrm{s})}(x, dy)=1(0,\infty)(x^{(1)}y^{(\mathfrak{y}})\{g(t, y^{(1)}-x^{(1)})$$-g(t, y^{(1)}+x^{(1)})\}dy^{(1)}d\delta_{x^{(2)}}(y^{(2)})$,$p_{t}^{(\mathrm{c})}(x, dy)= \int_{[0,t)}q(x^{(1)}, ds)\int_{0}^{\infty}d\lambda\frac{|y^{(1)}|+\lambda}{t-s}$$g(t-s, |y^{(1)}|+\lambda)g(\lambda, y^{(2)}-x^{(2)})dy^{(1)}dy^{(2)}$

ここで,$d\delta_{x}(y)$は.

$x\in \mathbb{R}${こ於ける Dirac 測度であり,$g(t, x)=\tau_{\overline{2\pi t}}^{1}e^{-x^{2}/2t}$$\frac{|x^{(1)}|}{s}g(s, x^{(1)})ds$$(x^{(1)}\neq 0)$,$d\delta_{0}(s)$$(x^{(1)}=0)$.

.

, 更 [こ,$q(x^{(1)}, ds)=\{$

上の表示は次の補題で使われるが, 補題の証明はかなり長い. また, 上の表示は推移性証明の為の補題 1 でも用いられた. 理論のさらなる発展を目指すにはこの具体的な表示のどれだけの性質が実際に使われているのかを整理する必要があるが, 今後の課題である.

補題 4 ([O]).

$J_{0}(r, cr) \leq\frac{17}{(c-1)^{4}}\frac{\nu_{1}(c^{4}r^{4})}{r}$$(r>0, c>1)$ .

141
定理 8 の証明. 定理 2 を適用する為に,$/_{0,\mathrm{o}\mathrm{o})}(s/\rho^{4})\triangle 1d\nuarrow)$を用いて次を示す$f(\rho)\ovalbox{\tt\small REJECT}\rho^{3},$$g(\rho)\ovalbox{\tt\small REJECT}\{b+\nu_{1}(\rho^{4})\}/\rho^{4}\ovalbox{\tt\small REJECT} b/\rho^{4}+$$\ovalbox{\tt\small REJECT}$$\mathscr{E}^{S}(\varphi_{r,R}, \varphi_{r,R})\leq K_{0}f(r)g(R)$$(c_{0}\leq R/r<c_{0}^{2})$$J_{0}(r, R)\leq K_{1}f(c_{0}^{-2}r)g(c_{0}^{2}R)$$(R/r\geq c_{0})$,$(*)\{$.

実際, 上の補題を用いて,$\mathscr{E}^{S}(\varphi_{r,R}, \varphi_{r,R})\leq\frac{4c^{3}}{1-1/c}r^{3}\frac{b+\nu_{1}(2R^{4})}{2R^{4}}=\frac{4c^{3}}{1-1/c}f(r)g(2^{1/4}R)\leq\frac{4c_{0}^{6}}{1-1/c_{0}}f(r)g(R)$;.

$J_{0}(r, R) \leq\frac{17}{(c-1)^{4}}\frac{\nu_{1}(R^{4})}{r}=\frac{17}{(1-1/c)^{4}}r^{3}\frac{\nu_{1}(R^{4})}{R^{4}}\leq\frac{17c_{0}^{14}}{(1-1/c_{0})^{4}}f(c_{0}^{-2}r)g(c_{0}^{2}R)$

従って, 定理 2 より適当な $K>0$ があって, 次が成り立つ :$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{S}(\overline{B(r)};B(R))\leq K.(\int_{r}^{R}\frac{d(-1/f)(\rho)}{g(\rho)})^{-1}=K(\int_{r}^{R}\frac{3\rho^{-4}d\rho}{\{b+\nu_{1}(\rho^{4})\}\rho^{-4}})^{-1}$.

$\square$$= \frac{K}{3}(\int_{r}^{R}\frac{d\rho}{b+\nu_{1}(\rho^{4})})^{-1}$

8. 反射壁ブラウン運動$\Phi(y)$を $[0, \infty)$ 上の滑らかな増加関数で $\Phi(y)>0(y>0)$ なるものとし,$D:=\{(x, y)\in \mathbb{R}^{2} :y>0, |x|<\Phi(y)\}$ を考える.

$\overline{D}$

2 次元領域上の反射壁ブラウン運動 $M$ は次のディリクレ形式に対応する拡散過程である :$\mathscr{E}(u, v)=\frac{1}{2}\iint_{D}(\nabla u, \nabla v)$

dxdy$(u, v\in\ovalbox{\tt\small REJECT}=H^{1}(D))$.

$B(r):=\{(x, y)\in D:y<r\}(r>0)$ と $\varphi_{r,R}(x,y):=\theta_{r,R}(y)$ を考えるとき次の容量不等式が得られる :
定理 11. Cap$( \overline{B(r)};B(R))\leq(\int_{r}^{R}\frac{d\rho}{\Phi(\rho)})^{-1}\leq\frac{\int_{r}^{R}\Phi(y)dy}{(R-r)^{2}}$$(0<r<R)$ .

これと定理 5 を用いて$\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}^{[\beta]}(\overline{B(r)};B(R))\leq C_{\beta}m(B(R))^{1-\beta}\mathrm{C}\mathrm{a}\mathrm{p}(\overline{B(r)};B(R))^{\beta}$$\leq C_{\beta}(2\int_{0}^{R}\Phi(y)dy)^{1-\beta}(\frac{\int_{r}^{R}\Phi(y)dy}{(R-r)^{2}})^{\beta}\leq C_{\beta}’\int_{0}^{R}\Phi(y)dy/(R-r)^{2\beta}$

を得るので (2.2) より次を得る :定理 12. $\int^{R}\Phi(y)dy=O(R^{2\beta})(Rarrow\infty)$ ならば$M^{[\beta]}$は再帰的である.

142
特 (こ,

$D=\{(x, y) :y>|x|^{\alpha}\}=\{(x, y) :y>0.|x|<y^{1/\alpha}\}(\alpha\geq 1)$のとき,$\beta\geq\frac{\alpha \mathrm{t}[perp]}{2\alpha}$ならば定理 12 に於ける再帰性の十分条件は必要条件でもあるだろうか ? 筆者の予想は肯
これは, 例えば推移密度関数の上からの評価定的である.

$(tarrow\infty)$$\sup_{x,y\in \mathbb{R}^{2}}p_{t}(x, y)=O(1/\int^{\sqrt{t}}\Phi(y)dy)$が示されれば定理 9 が適用できるからである. ただ, このような $p_{t}(x, y)$ の評価は以外と難しいように思える. いくつかの状況証拠のようなものはあるのだが, 厳密に証明できて上の反が正定数 の時は $[-c, c]$ 上といるのか今のところ不明である. ただ,$O(1/\sqrt{t})$を得, 上の最後
射壁ブラウン運動の直積だから 1 次元ブラウン運動と同じ評価の例で $\alpha=1\Leftrightarrow\Phi(y)=y$ のときは 2 つの 1 次元反射壁ブラウン運動の直積と見なせるので結局 2 次元ブラウン運動と同じ評価 $O(1/t)$ を得る. これらの T 度中間の場合が問題になっているのである. 更に, $\alpha>1$ のときに $p_{t}(x, y)$ の $O(1/t)$ による上からの評価は得られないこともわかる. なぜならば, もしそれが得られると仮定すると, 定理 9 によのとき $d\gamma(s)=(s^{\beta-1}/\Gamma(\beta))ds$ に注意
は推移的である (り, $\beta<1$ のときせよ). 一方, $\int^{R}\Phi(y)dy=O(R^{1+1/\alpha})(Rarrow\infty)$ だから定理 12 より $1/2+1/(2\alpha)\leq\beta\leq 1$のときは再帰的である. これは矛盾である.
$\Phi(y)$$M^{[\beta]}$$c$$[0, \infty)$$\psi(\lambda)=\lambda^{\beta}$$M^{[\beta]}$

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