数理解析研究所講究録 1221 巻 2001 年 199-208

199
結合型 KP ヒエラルキーの対称性・離散化・超離散化

1(KAKEI, Saburo)

寛三郎

早稲田大学理工学部数理科学科

*

はじめに

よく知られているように, KP ヒエラルキーにおいてソリトン解等の有限次元の解を考えると,-函数は有限サイズの行列式を用いて表される. この立場から見ると, 様々なソリトン方程式は行列式の恒等式 (プリュッカー恒等式) に帰着される. この事実の一つの拡張として, 広田良吾・大田泰広両氏は -函数がパフィアンで表される特解を持つようなソリトン方程式の系列を提出し, 「結$\tau$$\tau$

合型$\mathrm{K}\mathrm{P}$

ヒエラルキー」 と命名した [HO, Hil].

まず, 「結合型 KP ヒエラルキー」 に含まれる広田型微分方程式の具体例をいくつか示しておこう.
$(D_{1}^{4}-4D_{1}D_{3}+3D_{2}^{2})\tau\cdot\tau=24\overline{\sigma}\sigma$

,

(1a)

$(D_{1}^{3}D_{2}+2D_{2}D_{3}-3D_{1}D_{4})\tau\cdot\tau=12D_{1}\overline{\sigma}\cdot\sigma$$(D_{1}^{3}+2D_{3}+3D_{1}D_{2})\sigma\cdot\tau=0$

,

(1b)

,

(1c)

$(D_{1}^{4}-4D_{1}D_{3}-3D_{2}^{2}-6D_{4})\sigma\cdot\tau=0$

,

(1d)

(1e)

,

$(D_{1}^{3}+2D_{3}-3D_{1}D_{2})\overline{\sigma}\cdot\tau=0$

.

(1f)

$(D_{1}^{4}-4D_{1}D_{3}-3D_{2}^{2}+6D_{4})\overline{\sigma}\cdot\tau=0$

ここで$D_{j}^{k}$は, いわゆる広田の双線形演算子である:$D_{m}^{k}D_{n}^{l}f \cdot g=(\frac{\partial}{\partial t_{m}}-\frac{\partial}{\partial t_{m}’})^{k}(\frac{\partial}{\partial t_{n}}-\frac{\partial}{\partial t_{n}’})^{l}f(t_{1}, t_{2}, \ldots)g(t_{1}’, t_{2}’, \ldots)|_{t’=t}$.

特に,$u=2 \frac{\partial^{2}}{\partial t_{1}^{2}}\log\tau$とおけば, $u,$$v,\overline{v}$

ま次の結合型$\mathrm{K}\mathrm{P}$,$v= \frac{\sigma}{\tau}$,$\overline{v}=\frac{\overline{\sigma}}{\tau}$

方程式を満たす{?}

,

(2a)

$\frac{\partial}{\partial t_{1}}(4\frac{\partial u}{\partial t_{3}}-6u\frac{\partial u}{\partial t_{1}}-\frac{\partial^{3}u}{\partial t_{1}^{3}})-3\frac{\partial^{2}u}{\partial t_{2}^{2}}+24\frac{\partial^{2}}{\partial t_{1}^{2}}(v\overline{v})+0$$2 \frac{\partial v}{\partial t_{3}}+3u\frac{\partial v}{\partial t_{1}}+\frac{\partial^{3}v}{\partial t_{1}^{3}}+3(\frac{\partial^{2}v}{\partial t_{1}\partial t_{2}}+v\int^{t_{1}}\frac{\partial u}{\partial t_{2}}\mathrm{d}t_{1})=0$

,

(2b)

.

(2c)

$2 \frac{\partial\overline{v}}{\partial t_{3}}+3u\frac{\partial\overline{v}}{\partial t_{1}}+\frac{\partial^{3}\overline{v}}{\partial t_{1}^{3}}+3(\frac{\partial^{2}\overline{v}}{\partial t_{1}\partial t_{2}}+\overline{v}\int^{t_{1}}\frac{\partial u}{\partial t_{2}}\mathrm{d}t_{1})=0$の場合には通常の方程式から分かるように, $\sigma=0$ または方程式に一致する.
た, その場合には (2a) は通常の$\overline{\sigma}=0$$\mathrm{K}\mathrm{P}$

ヒエラルキーに一致する. ま$\mathrm{K}\mathrm{P}$広田・大田の論文では, 広田型の双線形方程式に基づいた議論がなされていて, 方程式の階層全体としての構造には言及されていない. 方程式がラックス形式で表されるか, 無限個の保存量を持
つか, などといったことも明らかにされてはいなかった.
一方, 結合型 KP ヒエラルキーが直交・シンプレクティック集団に対する行列積分と関係するこ]. 筆者はこの観点とが, (筆者を含めた) 数名の研究者により独立に指摘されている [AM, Kl,$\mathrm{v}\mathrm{d}\mathrm{L}$“2001 年 4 月上り, 立教大学理学部数学科

200
ヒエラルキーの研究を開始し, その構造を調べてきた. 以下では, 我々 (から結合型
同研究者) がこれまでに得た結果について報告する.
$\mathrm{K}\mathrm{P}$$\ovalbox{\tt\small REJECT}$

筆者 $+$ 共

Remark: 論文 [AHM, AM, ASM] で議論されている “Pfaff lattice” のヒエラルキーは, どうや
ヒエラルキーと同一のもの (より正確には, 「負ベキ」 の時間発展を着ら広田・大田の結合型
け加えたもの) のようである. 定式化が我々のものとは異なるので現時点では完全には理解できていないが, 少なくとも双線形恒等式は同じものが得られている.
$\mathrm{K}\mathrm{P}$

2

パフィアン

まずはパフィアンの定義を述べておこう. 偶数次反対称行列 $A_{2N}$ に対して, その $(i, j)$ 成分を単を次のよう [こ定める.
に $(i,j)$ と表すこと [こする. このとき, パフイアン$\mathrm{P}\mathrm{f}[A_{2N}]$$\mathrm{s}\mathrm{g}\mathrm{n}(\begin{array}{lll}1 2 2Nj_{1} j_{2} j_{2N}\end{array})(j_{1},j_{2})(j_{3},j_{4})\cdots(j_{2N-1},j_{2N})$$\mathrm{P}\mathrm{q}.4_{2N}]=$.

$\sum_{j_{1}<\mathrm{j}_{3}<\cdot\cdot<j_{2N-1},j_{1}<j_{2},\ldots,j_{2N-1}<j_{2N}}$

このパフィアンを $(1, 2, \ldots, 2N)$ と書くこともある. 例えば,$(1, 2, 3, 4)=(1,2)(3,4)-(1,3)(2,4)+(1,4)(2,3)$等のようになる. また, 次のような展開則 (“Wick の定理”) が成り立つことも知られている:$(1, 2, \ldots, 2n)=\sum_{j=2}^{2n}(-1)^{j}(1,j)(2, \ldots,\hat{j}, \ldots, 2n)$.

(3)

ただし, は を除くことを意味する.
パフィアンを用いると, 広田型微分方程式 (la-f) の特解を具体的に書き表すことができる.
$\hat{j}$$j$ロンスキ型パフィアン(的) が次の線形微分方程式を満たすことを要請する.

このとき,$\tau,$$\sigma,\overline{\sigma}$(4)$(n=1,2, \ldots)$$\frac{\partial}{\partial x_{n}}(l, m)=(l+n, m)+(l, m+n)$を次のように定めれば, (la-f) は満たされる.

$\tau \mathrm{w}=(1,2, \ldots, 2N)$,$\sigma \mathrm{w}=(1,2, \ldots, 2N-2)$,$\overline{\sigma}\mathrm{w}=(1,2, \ldots, 2N+2)$.

グラ A 型パフィアン$\tau,$$\sigma,\overline{\sigma}$

として, 次の形のものを選ぶ.

$\tau \mathrm{c}=(1,2, \ldots, 2N)$,$\sigma \mathrm{c}=(c_{1}, c_{0},1,2, \ldots, 2N)$,$\overline{\sigma}\mathrm{c}=(d_{0},d_{1},1,2, \ldots, 2N)$

ただし, 成分は$(i,j)=c_{ij}+ \int^{x}(f_{i}g_{j}-f_{j}g_{i})\mathrm{d}x$$(d_{n}, i)=\partial_{x}^{n}f_{i}(x)$,,$c_{ji}=-c_{ij}$$(c_{n}, i)=\partial_{x}^{n}g_{i}(x)$$(d_{n}, d_{m})=(c_{n}, c_{m})=(c_{n}, d_{m})=0$

,

,

,

.

(5)

201
の形として, さら [こ $f_{k}(x, t),$ $g_{k}(x, t)$ が$nf_{k}(x, t)=\partial_{x}^{n}f_{k}(x, t)$,$\partial_{n\mathit{9}k}(x, t)=(-1)^{n-1}\partial_{x}^{n}g_{k}(x, t)$,を満たすことを要請する. こうすると, これらも (la-f) を満たす.
ロンスキ型, グラム型, いずれの場合も, 広田型微分方程式 (la-f) はパフィアンの恒等式に帰着される [Hil,].
$\mathrm{H}\mathrm{O}$3行列積分との関係

1990 年前後に 2 次元量子重力の模型として行列模型を用いることが提唱されて以来, 行列積分と可積分系との関係が盛んに研究されてきた. 典型的な例としては, Hermitian 1-matrix integralの固有値表示.

,(6)$Z_{N}^{(\beta)}= \frac{1}{N!}\int_{-\infty}^{\infty}\cdots\int_{-\mathrm{r}.\prime}^{\infty}.\prod_{-}.$ $(x_{j}-x_{k})^{\beta} \mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{p}\prime\prime|.\sum_{-}^{\mathit{1}\mathrm{V}}\sum_{-}^{\infty}x_{i}^{m}t_{m}|\mathrm{d}x_{1}\cdots \mathrm{d}x_{N}$$\simeq N$$-N$ !

.

$J_{-\infty}--- J_{-\infty}11^{\backslash x_{\overline{J}}}1\leq j<k\leq N^{\cdot}-\cdot xk’$$(\mathfrak{d}]$$\mathrm{c}\mathrm{x}\mathrm{p}\mathrm{L}_{i=1m=1}^{L\angle_{-^{x_{i}}}}Iim\rfloor \mathrm{C}1X_{1}\cdots C1X_{N}$と KP ヒエラルキーとの関係が挙げられる. すなゎち, 相関関数として現れる行列積分がヒエ
ラルキーの関数とみなされるわけである. このような場合は可積分系の手法を用いることで, モ$\mathrm{K}\mathrm{P}$$\tau$

デルの非摂動論的情報を導き出すことができる.
行列積分 (6) におけるパラメータ$\beta$は, 考える行列のアンサンブルが直交行列, ユニタリー行

列, シンプレクティック行列であることに対応して, それぞれ $\beta=1,2,4$ の値を取る. 特に $\beta=2$の場合は, 多重積分 (6) が 1 重積分の行列式として表すことができる:$Z_{N}^{(\beta=4)}$$=$$\frac{1}{N!}\int\cdots\int\det[x_{k}^{j}]_{j,k=1,\ldots,N}^{2}\exp[\sum_{i=1}^{N}\eta(x_{i}, t)]\mathrm{d}x_{1}\cdots \mathrm{d}x_{N}$$=$$\det[\int_{-\infty}^{\infty}x^{k+j-2}\exp[2\eta(x, t)]\mathrm{d}x]_{j,k=1,\ldots,N}$,(ただし). このことがら,がヒエラノレキーの 函数である
ことが直ちに示される [Mo, MMM, Mul, Mu2]. この書き換えに際して用いるのは, 次の公式である [An, ]:$\eta(\lambda,$$t)= \sum_{i=1}^{N}\sum_{m=1}^{\infty}\lambda^{m}t_{m}$$Z_{N}^{(\beta=2)}$$\mathrm{K}\mathrm{P}$$\tau$$\mathrm{B}$$\int\cdots\int\det(\phi_{j}(x_{k}))_{j,k=1,\ldots,N}\cdot\det(\psi_{j}(x_{k}))_{j,k=1,\ldots,N}\mathrm{d}x_{1}\cdots \mathrm{d}x_{N}$$=$$\beta=1,4$$N! \det(\int\phi_{j}(x)\psi_{k}(x)\mathrm{d}x)_{j,k=1,\ldots N}’$.

の場合にも, de Brujin[B] による多重積分の公式$\int_{x_{1}\leq\cdots\leq}\cdots\int_{x_{N}}\det[\phi_{j}(x_{k})]_{j,k=1,\ldots,N}\mathrm{d}x_{1}\cdots \mathrm{d}x_{N}$

$=$

$=$

$\mathrm{P}\mathrm{f}[\int\int \mathrm{s}\mathrm{g}\mathrm{n}(y-x)\phi_{j}(x)\phi_{k}(y)\mathrm{d}y\mathrm{d}x]_{j,k=1,\ldots,N}$$\mathrm{P}\mathrm{f}[\int_{x<}\int_{y}(\phi_{j}(x)\phi_{k}(y)-\phi_{j}(y)\phi_{k}(x))\mathrm{d}y\mathrm{d}x]_{\mathrm{j},k=1,\ldots,N}$$\int\cdots\int\det[\phi_{j}(x_{k}), \psi_{j}(x_{k})]_{j=1,\ldots,2N,k=1,\cdots,N}\mathrm{d}x_{1}\cdots \mathrm{d}x_{N}$$=$$N! \mathrm{P}\mathrm{f}[\int(\phi_{j}(x)\psi_{k}(x)-\phi_{k}(x)\psi_{j}(x))\mathrm{d}x]_{j,k=1,\ldots,2N}$

,

,

202
を用いれば同様の書き換えが可能である. ただし, 今度は行列式ではなくパフイアンが現れるわけである.

$Z_{N}^{(\beta=1)}$$Z_{N}^{(\beta=4)}$$=$$\int_{x_{1}\leq\cdots\leq}\cdots\int_{x_{N}}\det[x_{k}^{j-1}]_{j,k=1,\ldots,N}\exp[\sum_{i=1}^{N}\eta(x_{i}, t)]\mathrm{d}x_{1}\cdots \mathrm{d}x_{N}$$=$Pf $[ \int_{x<}\int_{y}(x^{j-1}y^{k-1}-y^{j-1}x^{k-1})\exp[\eta(x, t)+\eta(y, t)]\mathrm{d}x\mathrm{d}y]_{j,k=1,\ldots,N}$ ,$=$$\frac{1}{N!}\int\cdots\int\det[x_{k}^{j},$

$=$

(7)

$(j-1)x_{k}^{j}]_{j=1,\ldots,2N} \exp[\sum_{i=1}^{N}\eta(x_{i}, t)]\mathrm{d}x_{1}\cdots \mathrm{d}x_{N}$Pf $[ \int_{-\infty}^{\infty}(k-j)x^{k+j-3}\exp[2\eta(x, t)]\mathrm{d}x]_{j,k=1,\ldots,N}$ .

(8)

これら (7), (8) のいずれの場合もその成分は微分方程式 (4) を満たすので,$Z_{N}^{(\beta=1)},$$Z_{N}^{(\beta=4)}$は結合型 KP ヒエラルキーの 関数とみなすことができる [K1]. 冒頭にも述べたように, 同様の指摘はによってもなされ
Adler-van Moerbeke のグループ [AHM, AM, ASM], およひ van de Leur$\tau$$[\mathrm{v}\mathrm{d}\mathrm{L}]$ていることを再度注意しておく.

4

なぜパフィアンが現れるか ?

通常の KP ヒエラルキーの場合, 行列式が現れる背景にはある種の「直接法」があった. (ここでは「直接法」 という言葉を, 逆散乱の操作を経由しない手法という意味で用いている. もちろん「広田の直接法」 もその一つである. ) すなわち, 解空間である無限次元グラスマン多様体の有限次元部分多様体を特徴付ける線型方程式を, クラメルの公式を使って直接解く際に現れるのがロンスキー行列式であったり, グラム型行列式であったりしたわけである.
BKP ヒエラルキーの場合にも同様の理解の仕方ができることが, 広田氏によって示されている[Hi2]. キーとなるのは, 次の事実である.

Proposition 1(反対称行列の逆行列)
A=G り) を偶数次反対称行列で Pf(A)\neq 0 を満たすものとする. このとき, $A=(a_{ij})$ の逆行
列はパフィアンを用いて次のように表される:$(A^{-1})_{jk}=(-1)^{k+j-1}\mathrm{P}\mathrm{f}(\tilde{A}_{kj})/\mathrm{P}\mathrm{f}(A)$

ここで$\tilde{A}_{kj}$は $A$ の ($k$.

,j)-余因子である.

証明は通常の場合と全く同じで, 展開則 (3) を用いればよい.
このアイデアは結合型 KP ヒエラルキーの場合でも同様に適用できる [K2]. 用いる手法は,Zakharov-Shabat の “dressing method”[ZS] である. まず, 次の積分演算子 $F$ を考える:.

$\hat{F}\psi(x)=\int_{-\infty}^{\infty}F(x, z)\psi(z)\mathrm{d}z$

ただし, 積分核 $F(x, z)$ は$2\cross 2$

行列値の函数であり, 微分方程式$\frac{\partial}{\partial t_{n}^{(a)}}F(x, z)-E_{a}\frac{\partial^{n}}{\partial x^{n}}F(x, z)+(-1)^{n}\frac{\partial^{n}}{\partial z^{n}}F(x, z)E_{a}=0$を満たすことを要請しておく.

(9)

203
次に, この $F(x, z)$ の “Volterra 分解” を考える:$(1+\hat{F})=(1+\overline{K}_{+})^{-1}(1+\overline{K}_{-})$

ただし,$\overline{K}_{\pm}$.

は次のような積分演算子である:$\overline{K}_{+}\psi(x)=\int_{x}^{\infty}K_{+}(x, z)\psi(z)\mathrm{d}z$

こうして得られる$\overline{K}\pm$,$\overline{K}_{-}\psi(x)=$$-\infty x_{K_{-}(x,z)\psi(z)\mathrm{d}z}$.

で “bare operarors”$\frac{\partial}{\partial t_{n}^{(a)}}-E_{a}\frac{\partial^{n}}{\partial x^{n}}$

,

(10)

$(a=1,2)$$(E_{a})_{i,j}=\delta_{a,i}\delta_{i,j}$に次のようにして 「服を着せる」 :$( \frac{\partial}{\partial t_{n}^{(a)}}$.

$-B_{n}^{(a)})(1+ \overline{K}_{\pm})=(1+\overline{K}\pm)(\frac{\partial}{\partial t_{n}^{(a)}}-E_{a}\frac{\partial^{n}}{\partial x^{n}})$.

は bare operarors (10)がと可換となるので, 演算子
積分項を含まないことが分かる. この操作により, 自明でない可換な微分演算子の族が得られる.
ヒの係数の満たすべき非線形方程式系が得られるが, それが 2 成分
可換性の帰結として先ほどの要請 (9) により積分演算子$\hat{F}$$B_{n}^{(a)}$$B_{m}^{(a)}$$\mathrm{K}\mathrm{P}$

エラルキーである.

次に, 積分核 $F(x, z)$ が以下の対称性を持つことを要請する:${}^{t}F(x, z)=-JF(z, x)J$ ,.

$J=(\begin{array}{ll}0 1-1 0\end{array})$(11)

この要請の下では, $F(x, z)$ の時間発展も制限を受ける. 簡単な計算により $F(x, z)$ は $t_{n}=\{t_{n}^{(1)}-$$(-1)^{n}t_{n}^{(2)}\}/2$を定に対応して, 次のようにのみに依存するべきであることが分かる. この$\hat{A}_{n}$$t_{n}$

義しよう:.

$\hat{A}_{n}=(1+\overline{K}_{+})\{\frac{\partial}{\partial t_{n}}+(\begin{array}{ll}-1 00 (-1)^{n}\end{array}) \partial_{x}^{n}\}(1+\overline{K}_{+})^{-1}$特に,型$\mathrm{K}\mathrm{P}$$\hat{A}_{2},\hat{A}_{3}$の可換性より, 結合型$\mathrm{K}\mathrm{P}$

方程式 (2a-c) が得られる [K2]. すなわち, A2,$\hat{A}_{3}$は結合方程式に対するラックス対である.

特解を構成するためには, まず (9), (11) を満たす $F(x, z)$ から出発する. 一つの例としては,(12)$F(x, z)=-Jt—(x)c_{-}^{-1-}-(z)$とすることである. ただし, $C$ は可逆な反対称行列であり, —(x) は—(。)$=(\begin{array}{lll}f_{1}(x) f_{2}(x) f_{N}(x)g_{1}(x) g_{2}(x) g_{N}(x)\end{array})$で与える. また, 条件 (9) が満たされるように, 函数 $fj(x),$ $gj(z)$ は以下の方程式に従うものとする:$\frac{\partial}{\partial x_{n}}f_{i}=\frac{\partial^{n}}{\partial x^{n}}f_{i}$,$\frac{\partial}{\partial x_{n}}g_{i}=(-1)^{n-1}\frac{\partial^{n}}{\partial x^{n}}g_{i}$.

204
一般の場合に $F(x, z)$ に対応する $K_{+}(x, z)$ を構成するには, 次の積分方程式 (Gelfand-LevitanMarchenko 方程式)(13)

$K_{+}(x, z)+F(x, z)+ \int_{x}^{\infty}K_{+}(x, y)F(y, z)\mathrm{d}y=0$を解くこと [こなる. しかし (12) の $F(x, z)$ [こ対しては, $K_{+}(x, z)$ を$t_{K_{+}(x,z)}=P\mathcal{K}(x)_{-}^{--}(z)$,$t_{\mathcal{K}(x)}=(\begin{array}{lll}K_{1}(x) K_{2}(x) K_{N}(x)\tilde{K}_{1}(x) \tilde{K}_{2}(x) \tilde{K}_{N}(x)\end{array})$,

とおくと, 積分方程式 (13) は有限次元の線型方程式に退化する:$[C+ \int_{x}^{\infty}---(y)J\iota---(y)\mathrm{d}y]\mathcal{K}(x)=---(X)$.

さらに, 今の場合は退化した線形方程式の係数行列は反対称となるので, 先ほどの Proposition 1とより, 積分核 $K_{+}(x, z)$ のパフィアンによる表示が得られるわけである. こうして得られた結合型 KP ヒエラルキーの特解は, 広田・大田のグラム型パフイアン解 (5) と一致する.
ヒエラルキーがパフィアンで表される特解を持つ理由に対して, 一つの説明がこれで結合型与えられたことになる. しかし, 以上のような定式化から見ると, パフイアン解に対応する積分核(12) は, (9), (11) を満たすものの中の特殊な例となっている. このパフイアンで表される一連の解$\mathrm{K}\mathrm{P}$が, より一般の解の中でどういう位置を占めているかは, 現時点ではよく分かつていない.

5対称性・多項式解結合型$\mathrm{K}\mathrm{P}$

ヒエラルキーはその特殊化として AKP, BKP ヒエラルキーを含むのであるが, このことに関して文献 [Hil] では次のように述べられている (P. 136, [注 2]).
方程式に作用する群 (筆者はカッツ・ムーデイ. リー群に含まれると信じる)『結合型方程式に作用する群がどのようなものであるかは全く不明である. 群論の立場では$\mathrm{K}\mathrm{P}$$\mathrm{K}\mathrm{P}$$(\mathrm{A}$型) がもっとも一般的で, BKP 方程式に作用する群はそれを特殊化したものであると考える. この考えは筆者の観点 (パフィアンの方が行列式より一般的であるとする) と今のところ両立しない. 』
こういったことを議論するには, 自由フエルミオンによって定式化すると見通しがよい.
ヒエラルキーと等価な系が数グループにより研究されてい冒頭でも述べたように, 結合型
る. しかしよく調べてみると, このヒエラルキーが最初に扱われたのは論文 [JM] であると思われる. (R. Willox 氏 (東大数理科学) による発見. 本節の内容は, R. Willox 氏との共同研究に基づい$\mathrm{K}\mathrm{P}$ている. )

論文 [JM], p. 974 において, 無限次元リー代数$D_{\infty}’= \{\sum a_{jk}$ただし$\psi j,$$\psi_{j}^{*}(j\in \mathbb{Z})$:$\psi_{j}\psi_{k}^{*}$’ が次のように定義されている:$D_{\infty}$$:+ \sum b_{jk}\psi_{j}\psi_{k}+\sum c_{jk}\psi_{j}^{*}\psi_{k}^{*}+d\}$.

は自由フエルミオンであり, 次の正準反交換関係を満たす$[\psi_{i}, \psi_{j}^{*}]=\delta_{\dot{\iota}j}$

この代数から出発すると, 次の,$\mathrm{r}\text{双}\mathrm{f}\mathrm{f}\mathrm{l}W/\dagger\overline{\mathrm{H}}\text{等式}$$[\psi_{i}, \psi_{j}]=[\psi_{\dot{l}}^{*}, \psi_{j}’]=0$.

」 が得られる:$\oint\frac{\mathrm{d}k}{2\pi \mathrm{i}k}k^{n-n’-1}\mathrm{e}^{\xi(x-x’,k)}\tau_{n’+1}(x’+[k^{-1}])\tau_{n-1}(x-[k^{-1}])$$+$$\oint\frac{\mathrm{d}k}{2\pi \mathrm{i}k}k^{n’-n-1}\mathrm{e}^{\xi(x’-x,k)}\tau_{n+1}(x+[k^{-1}])\tau_{n’-1}(x’-[k^{-1}])$

$=$

$\{$

0

$(n-n’\equiv 0\mathrm{m}\mathrm{o}\mathrm{d} 2)$,$\tau_{n}(x)\tau_{n’}(x’)$$(n-n’\equiv 1\mathrm{m}\mathrm{o}\mathrm{d} 2)$

.

(14)

205
$\tau_{n}(x)=\langle n|\mathrm{e}^{H(x)}g|n+\ell\rangle$$(n\hslash\grave{\grave{1}}|\mathrm{f}\mathrm{f}\mathrm{l}\ovalbox{\tt\small REJECT} fx\mathrm{b}\ell=0, nl^{\theta}1_{\mathrm{p}}\mathrm{f}\mathrm{i}\ovalbox{\tt\small REJECT}’x\mathrm{b}\ell=1)$$g=\mathrm{e}^{X}(X\in D_{\infty}’)$$\xi(x, k)=\sum_{i}x_{i}k^{i}$である. (後の便宜のため,

,

,

,

(15)

$H(x)= \sum_{n=1}^{\infty}x_{n}\sum_{j\in \mathbb{Z}}\psi_{j}\psi_{j+n}^{*}$$[k^{-1}]=( \frac{1}{k}$$\frac{1}{2k^{2}}$$\frac{1}{3k^{3}’}\ldots)$,

関数の定義を [JM] から若干変更してある. ) この式から通常の手続
きを経て, (la-f) 等の双線形方程式が導かれる. また, 結合型方程式に *‘.f\tilde するラックス対,を, 双線形恒等式から導出することも可能である.
$\tau$$\hat{A}_{2}$$\mathrm{K}\mathrm{P}$$\hat{A}_{3}$

以下ではこの定式化を用いて, 多項式解の性質を調べてみる. まず,$\mathrm{d}\mathrm{e}\mathrm{f}=$$\varphi_{n}$$\mathrm{d}\mathrm{e}\mathrm{f}=$$\varphi_{-n}^{*}$

をパラメータとして,$s$$\frac{1}{2}\{(1+s)\psi_{n}+(-1)^{n}(1-s)\psi_{-n}^{*}\}$,$\frac{1}{2}\{(1-s)\psi_{n}+(-1)^{n}(1+s)\psi_{-n}^{*}\}$.

とおく. これを用いて,$S_{Y}s)((x)=\mathrm{d}\mathrm{e}\mathrm{f}\langle \mathrm{v}\mathrm{a}\mathrm{c}|\mathrm{e}^{H(x)}\varphi_{m_{1}}^{*}\cdots\varphi_{m_{k}}^{*}\varphi_{n_{k}}\cdots\varphi_{n_{1}}|\mathrm{v}\mathrm{a}\mathrm{c}\rangle$とする. ただし,$\mathrm{Y}$は次のヤング図形とする :$Y=$は, $s=1$ とすると通常の Schur 関数に一致する. さらに, $s=1$
とおいて $t_{2}=t_{4}=\cdots=0$ とおくと, Schur の $Q$ -関数に一致する. この意味で,は Schurの関数と SchurQ- 関数をパラメータ でっなぐものとみなすことができる.

このようにして定めた$S_{Y}^{(s)}(x)$$S_{Y}^{(s)}(x)$$s$

例:1-hook}’ $=(n+1,1^{m-1})$ の場合$S_{(n+1,1^{m-1})}^{(s)}=\langle \mathrm{v}\mathrm{a}\mathrm{c}|\mathrm{e}^{H(x)}\varphi_{m}^{*}\varphi_{n}|\mathrm{v}\mathrm{a}\mathrm{c}\rangle$$= \frac{(-1)^{m}(1+s)^{2}}{4}\sum_{\nu=0}^{\infty}p_{m+\nu}(-x)p_{n-\nu}(x)+\frac{(-1)^{n}(1-s)^{2}}{4}\sum_{\nu=1}^{\infty}p_{m+\nu}(x)p_{n-\nu}(-x)$

自由フェルミオンによる定式化を用いて, 戸田格子的な拡張 (離散変数を 1 っ導入し, “負ベキ方向” の時間発展を入れる) を考えることも可能である. 双線形恒等式 (14) では 関数を (15) で定義したが , 通常の戸田格子ヒエラルキーの場合 [Ta] と同様に$\tau$$\tau_{n},\ell(x, y)=\langle n|\mathrm{e}^{H(x)}g\mathrm{e}^{-\overline{H}(y)}|\ell\rangle$,’$\overline{H}(y)=\sum_{n=1}^{\infty}y_{n}\sum_{j\in \mathbb{Z}}\psi_{j}\psi_{j-n}$206
として負の時間変数 $y=(y_{1}, y_{2}, \ldots)$ を導入すれば, (14) の場合と同様の計算により次の双線形恒等式が得られる:$\oint\frac{\mathrm{d}k}{2\pi \mathrm{i}k}\{k^{n-n’-1}\mathrm{e}^{\xi(x-x’,k)_{\mathcal{T}_{n’+1,\ell’(x’+[k^{-1}],y’)\tau_{n-1},\ell(x-[k^{-1}],y)}}}$$+k^{n’-n-1}\mathrm{e}^{\xi(x’-x,k)}\tau_{n’-1,\ell’}(x’-[k^{-1}], y’)\tau_{n+1},\ell(x+[k^{-1}], y)\}$$= \oint\frac{\mathrm{d}k}{2\pi \mathrm{i}k}\{k^{\ell-\ell’+1}\mathrm{e}^{\xi(y-y’,k)_{\mathcal{T}_{n’,\ell’-1(x’,y’+[k])\tau_{n},\ell+1(x,y-[k])}}}$$+k^{\ell’-\ell+1}\mathrm{e}^{\xi(y’-y,k)_{\mathcal{T}_{n’,\ell’+1(x’,y’-[k])\tau_{n},\ell-1(x,y+[k])\}}}}$

(16)

.

ここに含まれる双線形方程式としては, 例えば以下のものが挙げられる:$D_{1}D_{-1^{\mathcal{T}_{n,l}\cdot\tau_{n,l}=\tau_{n+1,l-1^{\mathcal{T}}n-1,l+1}}}-\tau_{n+1,l+1^{\mathcal{T}}n-1,l-1}$,$D_{1}\tau_{n,l+1}\cdot\tau_{n,l-1}+D_{-1}\tau_{n+1,l}\cdot\tau_{n-1,l}=0$

パフィアンの恒等式の立場からもこれらと同じ離散方程式が導出されることが, 辻本・近藤 [TK]によって報告されている. また, 双線形恒等式 (16) と類似のものは, [ASM] でも与えられていることを注意してお6$\text{く}$([ASM] (3.1) 式).

離散化・超離散化

双線形恒等式 (14) に対していわゆる 「三輪変換」 を適用することで, 対応する離散方程式が得と 3 つ用意して,られる [JM]. 例えば, 離散変数を$m,$$\ell,$$n$$x=(\ell+1)[a]+(m+1)[b]+(n+1)[c]$ ,(ただし, $[a]=(a,$ $a^{2}/2,$ $a^{3}/3,$$\ldots)$$x’=\ell[a]+m[b]+n[c]$(17)) とすると,$abc(a-b)(b-c)(c-a)\tau N+2(\ell+1, m+1, n+1)\tau N-2(\ell, m, n)$$+$$a(b-c)\tau_{N}(\ell, m+1, n+1)\tau_{N}(\ell+1, m, n)$$+$$b(c-a)\tau_{N}(\ell+1, m, n+1)\tau N(\ell,m+1, n)$$+$$c(a-b)\tau_{N}(\ell+1, m+1, n)\tau_{N}(\ell,m, n+1)=0$ ,(18)$(a-b)(b-c)(c-a)\tau_{N+2}(\ell+1,m+1, n+1)\tau_{N-1}(\ell, m, n)$$+$$(b-c)\tau_{N+1}(\ell,m+1, n+1)\tau_{N}(\ell+1, m, n)$$+$$(c-a)\tau_{N+1}(\ell+1, m,n+1)\tau N(\ell,m+1,n)$$+$$(a-b)\tau_{N+1}(\ell+1,m+1, n)\tau_{N}(\ell,m, n+1)=0$,(19)という離散方程式が得られる. 方程式 (18) は [ASM] の (3.6) 式と一致するので, “Pfaff lattice”
ヒエラルキーとは同一の双線形恒等式に従うと言える. ただし, [ASM] では (19) にと結合型
ついては議論されていないようである.
特殊解については, 元の双線形恒等式のパフィアン型の解に対して三輪変換を適用することで,離散方程式に対するパフィアン型の解も得られる. 逆に, パフィアンの恒等式の立場からも同じ離散方程式が導出されることが, 辻本・近藤, Gilson により報告されている [TK, ]. また, 新沢は離$\mathrm{K}\mathrm{P}$$\mathrm{G}$散方程式 (18), (19) に付随する格子の構造とルート系との関係を議論している [S].
次に超離散化について考えてみる. 超離散化の手続き$\lim_{\epsilonarrow+0}\epsilon\log(\mathrm{e}^{a/\epsilon}+\mathrm{e}^{b/\epsilon})=\max(a, b)$207を適用する際に大切なことは, 離散的な発展方程式の係数を全て正にとることができるかどうかである. 例えば離散 Lotka-Volterra 方程式$V_{n}^{t+1}= \frac{1+\delta V_{n+1}^{t}}{1+\delta V_{n-1}^{t+1}}\cdot V_{n}^{t}$の場合には, $\delta>0$ ととることで係数は全て正となり, ([ST] にも述べられているように) 超離散化の手続きが実行できる.
さて, それでは 型の場合にはどうなるだろうか ? 残念ながら現時点では完全に理解できているとは言いがたいのであるが, 超離散化が可能であることを示唆する結果は得られている. 三輪
変換 (17) の代わりに$\mathrm{D}$$x=(m+1)[a]+(n+1)[b]$ ,$x’=m[a]+n[b]$(20)を考えよう. そうすると, 双線形恒等式 (14) より次の離散方程式が得られる.

a $\tau_{s}(m, n+1)\tau_{s+1}(m+1, n)$$-b\tau_{s}(m+1, n)\tau_{s+1}(m, n+1)$$-(a-b)\tau_{s}(m, n)\tau_{s+1}(m+1, n+1)$$+ab(a-b)\tau_{s+2}(m+1, n+1)\tau_{s-1}(m, n)=0$

ただし, $\tau_{s}(m, n)$ は (15) のreduction” の条件,$\tau$(21)関数に対して変換 (20) を適用したものとする. ここでさらに “4-$\tau_{s+4}(m, n)=\tau_{s}(m, n)$をおくと, (21) は $\tau_{s}(m, n)(s=1,2,3,4)$ という 4 つの従属変数に対する差分方程式となるが, それを $\tau_{s}(m+1, n+1)(s=1,2,3,4)$ について解くと, 例えば$\tau_{1}(m+1, n+1)=\frac{1}{(a^{4}b^{4}-1)\tau_{1}(m,n)\tau_{2}(m,n)\tau_{4}(m,n)}$$\cross${$\tau j(m,$ $n),$ $\tauj(m+1,$ $n),$ $\tau j(m,$$n+1)(j=1,2,3,4)$ の斉 4 次式}という形の発展方程式が得られる. 超離散化にあたって問題となるのは分子の係数の符号であると置き換えれば,をが, パラメータ$a,$$b$$\mathrm{i}\cross$$a=\mathrm{i}\alpha,$

分子

$=$

$b=-\mathrm{i}\beta$$+\alpha\tau_{1}(m, n)\tau_{2}(m, n)\tau_{1}(m+1, n)\tau_{4}(m, n+1)$$+\beta\tau_{1}(m, n)\tau_{2}(m, n)\tau_{4}(m+1, n)\tau_{1}(m, n+1)$$+\alpha^{2}\beta\tau_{2}(m, n)\tau_{3}(m, n)\tau_{2}(m+1, n)\tau_{1}(m, n+1)$$+\alpha\beta^{2}\tau_{2}(m, n)\tau_{3}(m, n)\tau_{1}(m+1, n)\tau_{2}(m, n+1)$$+\alpha^{3}\beta^{2}\tau_{3}(m, n)\tau 4(m, n)\tau_{3}(m+1, n)\tau_{2}(m, n+1)$$+\alpha^{2}\beta^{3}\tau_{3}(m, n)\tau 4(m, n)\tau_{2}(m+1, n)\tau_{3}(m, n+1)$$+\alpha^{4}\beta^{3}\tau_{4}(m, n)\tau_{1}(m, n)\tau_{4}(m+1, n)\tau_{3}(m, n+1)$$+\alpha^{3}\beta^{4}\tau 4(m, n)\tau_{1}(m, n)\tau_{3}(m+1, n)\tau_{4}(m, n+1)$の条件の下で全ての係数は正となる.
関数のレベルでは, 時間発展を超離散化することが可能であることが分
これで, 少なくともとなり,$\alpha,$$\beta>0$$\tau$

これを元に適当な従属変数変換を用いて「箱玉系」的な超離散発展方程式を作ることがで“
オートマトン” と関係きるかどうか, (できるのなら) それが [Ha] で議論されているようなするかといった点については, 残念ながら現時点では分かつていない.
かった.

$D_{4}^{(1)}$

208
参考文献
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8 月 2 日 -4 町における講演.
[S]

N. Shinzawa: J. Phys. A33 (2000) 3957-3970.

[ST] 志田篤彦, 高橋大輔: 本講究録
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