koptsik-ch12-3

投稿日時: 02/08 システム管理者

周期的離散体(периодического дисконтинуума; periodic discontinuum)の近似における物理量の変換則と対称性

色付き群における空間テンソル

   一様連続媒体の近似では,媒体の全ての点が直交変換や並進に対して等価である.前節では,点群の直交変換のみを調べた.これらの点群と共に3次元連続並進群$$T_{000}$$を考察することで,$$ T_{000}\oslash G $$型の一様連続媒体の全ての運動群と,これらに同型な色付き連続体の群が作れる.
   この節では,3次元に周期をもつ色付き離散体の対称性と,一般化されたテンソル量(空間テンソル)の変換則に注目する.空間テンソルは,3次元に周期をもち,Fedorov,Shubnikov,Belov群の同価点系に対し定義される点テンソルの集合である.既に演算子$$[D|\tau]$$,$$[D|\alpha+\tau]$$を知っており,Fedorov群でのこれらの積則も知っている[参照:10章の式(14.10),(15.10)].ここで,Belov群の色付き変換の演算子とこれらの積則を定義しよう.
   色付き点群$$G^{(p)}$$の変換$$g_{i}^{(p_{i})}=g_{i}p_{i}=p_{i}g_{i}$$を用い,結合された演算子$$[D_{i}|0]^{(p_{i})}=[D_{i}|0](p_{i})=(p_{i})[D_{i}|0]$$を作る.ここで,演算子$$[D_{i}|0]$$は古典的(フェドロフ)群に属し(参照p.254),$$(p_{i})$$は,ここで取り上げる幾何学変換と結びつく特別な色置換である.式(2.11)に応じて,色直交変換の演算の積則は,次のどちらかの型に書ける:
$$[D_{j}|0]^{(p_{j})}[D_{l}|0]^{(p_{l})}=[D_{j}D_{l}|0]^{(p_{j}p_{l})}$$ 
$$[D_{j}|0](p_{j})[D_{l}|0](p_{l})=[D_{j}D_{l}|0](p_{j}p_{l})$$     (3) 

置換$$(p_{j})$$は次の型に書く:
$$(p_{j})=\left( \begin{array}{@{\,} cccc @{\, } }
1 & 2 & ... & p \\[0mm]
n_{1} & n_{2} & ... & n_{p}
\end{array} \right) $$
ここで,$$p$$は,群$$G^{(p)}$$で置換される全色数.置換の積は,常に右から左へ(直交行列でのときと同様)行われる.すなわち,式(3)では,演算$$(p_{l})$$と$$D_{l}$$とが先に実行される.
   色付き変換の演算子に対する積則は,次のどちらかの型に書ける:
$$[E|\tau _{i}]^{(p_{i})}[E|\tau _{k}]^{(p_{k})}=[E|\tau _{i}+\tau _{k}]^{(p_{i}p_{k})}$$
$$[E|\tau _{i}](p_{i})[E|\tau _{k}](p_{k})=[E|\tau _{i}+\tau _{k}](p_{i})(p_{k})$$        (4)
古典変換の演算子を形式的に,$$[D_{j}|0]^{(1)}$$,$$[E|\tau _{j}]^{(1)}$$と書く,ここで(1)は恒等置換である.
$$(1)=\left( \begin{array}{@{\,} cccc @{\, } }
1 & 2 & ... & p \\[0mm]
1 & 2 & ... & p
\end{array} \right) $$
式(3)と(4)を用い,色変換と古典(フェドロフ)変換の積を導く.
   Belov群における運動の演算子を,恒等式
$$[E|\tau _{i}]^{(p_{i})}[D_{j}|0]^{(p_{j})}=[D_{j}|\tau _{i}]^{(p_{i}p_{j})}$$   あるいは,

$$[E|\tau _{i}](p_{i})[D_{j}|0](p_{j})=[D_{j}|\tau _{i}](p_{i})(p_{j})$$    (5)     
それらの積則を式
$$[D_{j}|\tau _{i}](p_{ij})[D_{l}|\tau _{k}](p_{kl})=[D_{j}D_{l}|D_{j}\tau _{k}+\tau _{i}](p_{ij})(p_{kl})$$ (6)
で定義する.ここで,$$(p_{ij})=(p_{i})(p_{j})$$,$$(p_{kl})=(p_{k})(p_{l})$$は,色付き運動の演算子にともなう置換である.同様に,非共型色付き群に対する運動の演算子とそれらの積則が導ける.
   読者の演習として,図214の群に対して,p.297Eではダイヤグラム法[めのこ]で得た色運動の積を,解析的に見出すことをお勧めする.例えば,$$P_{c^{(3) } }2$$(図216参照)で,軸$$2$$を色軸$$2^{(2)}$$に換え導いた6色群$$P_{c^{(3) } }2^{(2)}$$の考察をしよう.単位胞の上辺に沿って,4面体を$$\begin{array}{@{\,} cccc @{\, } }
4 & 5 & 6 & 4 \\[0mm]
1 & 2 & 3 & 1
\end{array}$$の様に追いながら,$$[D(g)|\tau ]$$を簡潔に$$[g|\tau ]$$と書き,群$$P_{c^{(3) } }2^{(2)}$$の生成演算子のあらわな形式を見出せる:
$$ \left[ 2|0 \right] ^{(2)}=\left[ 2|0 \right] \left( \begin{array}{@{\,} cccccc @{\, } } 1 & 2 & 3 & 4 & 5 & 6 \\[0mm] 4 & 5 & 6 & 1 & 2 & 3 \end{array} \right)   \gets \to 2^{(2)} $$
$$ \left[ 1|\displaystyle \frac{c}{3} \right] ^{(3)}=\left[ 1|\displaystyle \frac{c}{3} \right] \left( \begin{array}{@{\,} cccccc @{\, } } 1 & 2 & 3 & 4 & 5 & 6 \\[0mm] 2 & 3 & 1 & 5 & 6 & 4 \end{array} \right) \gets \to c^{(3)} $$
次に,
$$ \left[ 2|0 \right] ^{(2)}\left[ 1|\displaystyle \frac{c}{3} \right] ^{(3)}=\left[ 2|\displaystyle \frac{c}{3} \right] \left( \begin{array}{@{\,} cccccc @{\, } } 1 & 2 & 3 & 4 & 5 & 6 \\[0mm] 5 & 6 & 4 & 2 & 3 & 1 \end{array} \right) \gets \to 2_{1}^{(3)}, $$
  ただし,$$\left( 2_{1}^{(3)} \right) ^{3}=c$$;
$$ \left[ 2|0 \right] ^{(2)}\left( \left[ 1|\displaystyle \frac{c}{3} \right] ^{(3)} \right) ^{2}=\left[ 2|\displaystyle \frac{2c}{3} \right] \left( \begin{array}{@{\,} cccccc @{\, } } 1 & 2 & 3 & 4 & 5 & 6 \\[0mm] 6 & 4 & 5 & 3 & 1 & 2 \end{array} \right) \gets \to 2_{1}^{(6)}, $$
  ただし,$$\left( 2_{1}^{(6)} \right) ^{6}=4c$$
同時に,
$$\left( 2_{1}^{(6)} \right) ^{3}=\left[ 2|2c \right] \left( \begin{array}{@{\,} cccccc @{\, } }
1 & 2 & 3 & 4 & 5 & 6 \\[0mm]
4 & 5 & 6 & 1 & 2 & 3
\end{array} \right) =\left[ 1|2c \right] \left[ 2|0 \right] \left( \begin{array}{@{\,} cccccc @{\, } }
1 & 2 & 3 & 4 & 5 & 6 \\[0mm]
4 & 5 & 6 & 1 & 2 & 3
\end{array} \right) \equiv 2^{(2)}\left( \textrm{mod} 2c\right) $$, etc.
次の関係を思い出そう: 
$$\left[ 2|0 \right] \left[ 1|\displaystyle \frac{c}{3} \right] =\left[ 2|\hat{2}\displaystyle \frac{c}{3} \right] =\left[ 2|\displaystyle \frac{c}{3} \right] $$
($$\hat{2}$$は演算$$2$$に対応する演算子),なぜなら,ベクトル$$c$$は,演算$$2$$により符号を変えないからである.らせん軸$$2_{1}^{(3)}$$,$$2_{1}^{(6)}$$の色指数は,演算子の対応する冪乗が最小の古典変換を与えるように選ばれる.
   Belov群の位数$$s$$の空間(複素)テンソルを演算子
$$A'(r')=(p)^{s}\left[ D|\tau \right] ^{s}A(r)=(p)^{s}D^{s}A(\left[ D|\tau \right] r)$$           (7)
により定義する.ここで,ベクトル表現の$$s$$次の行列
$$D^{s}=D \times D \times \cdot \cdot \cdot \cdot \times D$$
は,テンソル成分の列$$A=\left\{ A_{i_{1}i_{2} \ldots i_{s } } \right\} $$に作用し,この演算の後(前)に,全てのテンソル成分に,適切に定義された位相,すなわち色置換が巡回であれば,$$(p)^{s}=e^{-si\phi }$$,$$p=e^{-i\phi }$$,が乗じられる.古典演算子$$[D|\tau ]$$の最初の冪は,テンソルの偏角(argument)$$r$$に作用する.結果として,固定された点$$r$$で定義されたテンソル$$A$$は,この点での直交変換で,その色特性(位相)を変える.変換された量$$A'$$は,色空間群に対応する同価点の全系$$\left\{ r'=\left[ D|\tau \right] r \right\} $$で,演算子$$[D|\tau ]$$により繰り返される.
   ある場合には,空間テンソルは実数になる.例えば,磁気空間ベクトルは次の式で定義され
$$m'(r')=(p)\left[ D|\tau \right] m(r)=(p)Dm\left( \left[ D|\tau \right] r \right) $$          (8)
結晶の磁気(スピン)構造を記述する.この場合,演算子$$(p)$$の位相変化は,固定された点の"回転"と定義される(参照:図212). 
   テンソル$$A=\left\{ A_{i_{1}i_{2} \ldots i_{s } } \right\} $$の独立な成分の数は,一つの単位胞内の同価点の系$$\left\{ r'=\left[ D|\tau \right] r \right\} $$の点の数を乗じた位置の点群$$G(p)$$あるいは$$G$$により決まり,特定なBelov群の胞内のテンソル$$A(r)$$の"独立な"成分の数を与える.
   後に,2色Shubnikov群で定義された実際の空間テンソルに対するもっと詳しい考察をする(Koptsik,1966,1967)ことになる.演算子$$1'$$と$$\overline{1}$$の冪が乗じられた純粋回転$$\left[ C\left( k,\phi \right) |0 \right] $$である反対称演算子$$\left[ D|0 \right] '$$である.
   中性群の場合には,反恒等演算子(antiidentification operator) $$1'$$は,2つの符号(色)の置換に影響を与える,すなわち,式(7)の置換$$\left( p \right) $$の部分に作用する:
$$1'=\left( \begin{array}{@{\,} cc @{\, } }
+ & - \\[0mm]
- & +
\end{array} \right) =\left( \begin{array}{@{\,} cc @{\, } }
1 & 2 \\[0mm]
2 & 1
\end{array} \right) $$
   反対称群のテンソルンの分類に(古典群で極性と軸性に分けたように),中性点群$$\overline{1}1'=\left\{ 1, \overline{1}, 1', \overline{1}' \right\} $$を考察し,その群の1次元行列$$ \pm 1$$による最も簡単な行列表現は次のようである.演算1に数字1を対応させ,これらの数の群$$D=\left\{ \pm 1 \right\} $$の乗積表が,群$$\overline{1}1'$$の乗積表と同じ構造を持つように,他の3つの演算子に数$$ \pm 1$$を対応させる方法は4通りである.これらの可能性 [$$\chi (g)$$の表中で$$D_{\varepsilon } ,D_{M} ,D_{E} ,D_{S}$$とラベルされる(その理由は後で明らかになる);$$\chi (g)= \pm 1$$]と,乗積表明らかに群$$\overline{1}1'$$と同型であるこれらの可能性の一つと,$$D_{M}=\left\{ 1,1,-1,-1 \right\} $$以下に与える:

$$\begin{array}{c|cccc}
\chi (g) & 1 & \overline{1} & 1' & \overline{1}' \\[0mm]
\hline
D_{\varepsilon } & 1 & 1 & 1 & 1 \\[0mm]
D_{M} & 1 & 1 & -1 & -1 \\[0mm]
D_{E} & 1 & -1 & 1 & -1 \\[0mm]
D_{S} & 1 & -1 & -1 & 1
\end{array}$$ $$\begin{array}{c|cccc}
D_{M} & 1 & 1 & -1 & -1 \\[0mm]
\hline
1 & 1 & 1 & -1 & -1 \\[0mm]
1 & 1 & 1 & -1 & -1 \\[0mm]
-1 & -1 & -1 & 1 & 1 \\[0mm]
-1 & -1 & -1 & 1 & 1
\end{array} \leftrightarrow \begin{array}{c|cccc}
\overline{1}1' & 1 & \overline{1} & 1' & \overline{1}' \\[0mm]
\hline
1 & 1 & \overline{1} & 1' & \overline{1}' \\[0mm]
\overline{1} & \overline{1} & 1 & \overline{1}' & 1' \\[0mm]
1' & 1' & \overline{1}' & 1 & \overline{1} \\[0mm]
\overline{1}' & \overline{1}' & 1' & \overline{1} & 1
\end{array}$$

表現$$D_{\varepsilon }$$(unitary),$$D_{M}, D_{E}, D_{S}$$(alternating)は(irreducible)既約と呼ばれる.それは,これ以上簡単な群$$\overline{1}1'$$(この場合)に同型な行列群がないからである.32の結晶群$$G_{c}$$に対し,58のalternating 1次元表現がある.これらのどれもが,特定の反対称群$$G_{c}'$$が伴っている.同様に色群$$G_{c}^{(p)}$$は,群$$G_{c}$$の複素あるいは多次元表現に結び付いている(Niggli,1959;Indenbom,1960).さあ今度は,一般化されたEuclideanユークリッド空間の運動群(運動群と群$$\overline{1}1'$$との直積)を考察し,argument$$r$$とテンソル関数$$A(r)$$の変換則を特定することで,位数$$s$$の空間テンソル$$A(r)$$を決定しよう: 
$$\left[ \overline{1}^{p}1'^{q}C\left(k, \phi \right) |\tau \right] ^{s}A_{i_{1}i_{2} \ldots i_{s } }\left(r\right)=A_{i_{1}^{'}i_{2}^{'} \ldots i_{s}^{' } }\left( r' \right) =\chi \left( g \right) C_{i_{1}^{'}i_{1 } }C_{i_{2}^{'}i_{2 } } \ldots C_{i_{s}^{'}i_{s } }A_{i_{1}i_{2} \ldots i_{s } }\left( \left( -1 \right) ^{p}C_{j^{'}j}\left( r_{j}-\tau _{j} \right) \right) $$                   (9)
ここで,$$\chi (g)$$は,表現$$D_{\varepsilon } , D_{M} , D_{E} , D_{s}$$中の要素
$$g=\overline{1}^{p}1'^{q}=1,\overline{1},1',\overline{1}'$$  $$(p,q=1,2)$$に応じて,$$+1$$か$$-1$$をとる. $$C(k, \phi )$$は,単位ベクトル$$k$$の周りの角度$$\phi $$の純粋回転の演算子;$$C_{i^{'}i}=\textrm{cos}\left( x_{i'},x_{i} \right) $$;式(9)中で繰り返される添字$$i_{1}, i_{2}, \ldots ,i_{s}$$は,1から3の和が行われるとする.
適切に定義されると,結晶でテンソル$$A(r)$$は,結晶中での質量密度や電荷密度$$\rho (x,y,z)$$,電流密度$$j(x,y,z)$$,双極子や多重極子モーメントなどの3次元周期的な分布を記述する.式(9)で用いられる規約表現(irreducible representation) $$D_{\varepsilon } , D_{M} , D_{E} , D_{S}$$に応じて,偶数パリティ,磁気的,電気的,および電磁気的テンソル*が区別される.[*電磁気テンソルは,Pointingベクトルのように表現$$D_{S}$$で変換される.]
例えば,定常的なフェリ磁性,アンチフェリ磁性の磁気構造を記述する磁気モーメント$$m(r)$$の空間ベクトルの成分は,(9)から導かれる法則$$m_{i}'(r')=\chi _{M}C_{i'i}m_{i}\left( \left( -1 \right) ^{p}C_{j'j}\left( r_{j}-\tau _{j} \right) \right) $$により変換され,既に導いた表の$$D_{M}$$で表現される.演算子$$1'$$が磁気ベクトル$$B,M,H$$に作用したと同様,演算子$$\overline{1}$$は電気ベクトル$$D,P,E$$に作用し,対応する結晶の電気的および磁気的特性を記述するシュブニコフShubunikov類との同型性ができることに注目しよう.このようにして,磁気的結晶物理の現象論的手法と古典的手法と形式論的結合の課題は解け,特性の対称性に基礎を置く多くに課題を解くことができる(Sirotin,1962).
再び,テンソルの変換則(9)に戻り,任意の変換に対するテンソル$$A(r)$$の不変性の要求により,テンソル$$G_{A(\tau )}$$の対称空間群を決定しよう.
$$A'(r')=\left[ D|\tau \right] ^{S}A(r)=A(r)_{S}\left[ D|\tau \right] =\left[ 1'^{q}\overline{1}^{p}C(k,\phi )|\tau \right] $$ (10)
一般の場合,テンソルの対称群は,$$G \otimes P$$型の$$P$$-群である.なぜなら,結晶物理のテンソルは一般化された運動群$$G$$の部分群で変換されるほかに,指数$$A(r)$$の$$P$$-置換によっても変換されるからである.

式(10)で$$m(r)=A(r)$$とおくと,この式は結晶のFedorov(古典),または,磁気構造のShubnikov(2色)対称群になる.$$ \hat{\mit\Phi} $$を,結晶の結晶化学群$$\mit\Phi $$と同型な演算子の群とする.剛体運動$$ \hat g_{i}=[D(g_{i})|\tau ] \in\hat{ \mit\Phi} $$で,磁気原子は,点$$r$$から$$\hat g_{i}r=D(g_{i})r+\tau $$に動き,磁気モーメントの方向は対応して変化する.$$\hat g_{j}m(r)=[g_{j}]m(\hat g_{j}^{-1}r)=m(r)$$となる元$$\hat g_{j}$$のみが,磁気構造のFedorov対称群$$\hat {\mit\Phi} ^{\ast }$$を作る:$$\hat g_{j}\in \hat{ \mit\Phi }^{\ast } \subset \hat {\mit\Phi}$$. $$m(r)$$の軸性を許すと,直交演算子$$\hat g_{j}$$の純粋回転部分$$\left[ C(k,\phi ) \mid 0 \right] $$を$$[g_{j}]$$と標記し,式(8)に対し,ベクトル関数の定義域を特定化し,逆演算子により$$ m(\hat g_{j}^{-1}r) $$$$ m(\hat g_{j} r) $$ではない.

同一の磁気構造のシュブニコフ対称群は,演算子$$ \hat{g}_{k}'=\hat{g}_{k}1'=1'\hat{g}_{k} \in $$Шの集合を含む.ここで,$$ \hat{g}_{k}'m(r)=(-1)[\hat{g}_{k}]m(g_{k}^{-1}r)=m(r) $$
ベーロフ多色対称群は,同様に,一般化された演算$$ \hat{g}_{i}^{(q_{i})}=q_{i}\hat{g}_{i} \in \hat{\mit\Phi }^{(q)}=\hat{Б } $$の集合を含む.ここで,$$ \hat{g}_{i}^{(q_{i})}m(r)=(q_{i})[g_{i}]m(\hat{g}_{i}^{-1}r)=m(r) $$
$$ \mit\Phi P=\mit\Phi ^{(p)} $$(11章とこの章で扱った)の等式(6)に対して,ベーロフ群の積則$$ \mit\Phi =\mit\Phi ^{(q)} $$は次のようである.
$$ \hat{g}_{i}^{(q_{i})} \oslash \hat{g}_{k}^{(q_{k})}=(q_{i})[D_{i}|\tau _{j}] \oslash (q_{k})[D_{k}|\tau _{l}]=(q_{i}D_{i}q_{k}D_{i}^{-1})[D_{i}D_{k}|D_{i}\tau _{l}+\tau _{j}]=\hat{g}_{s}^{(q_{s})} $$   (6*)
(6*)では,$$p$$の代わりに$$q$$を用いているのは,(6)では$$\hat{g}_{i}p_{i}=p_{i}\hat{g}_{i} \in \hat{\mit\Phi }^{(p)}$$であるが,$$\hat{g}_{i}q_{i} \neq q_{i}\hat{g}_{i} \in \hat{\mit\Phi }^{(q)}$$であるからである.
演算子の集合$$q \in Q$$は,一般化された直交群$$ \infty \infty 1' \subset P_{000} \infty \infty m \otimes 1' \otimes \mit\Gamma $$($$\mit\Gamma $$は相似対称群)から選ばれ,これは点群の一般化された射影表現$$\mit\Phi /T \longleftrightarrow G$$を生むモジュラス群の一般型である.この場合は,式(6*)の($$q_{i}D_{i}q_{k}D_{i}^{-1}$$)は,もっと複雑な関数関係に置き換えられる.それは,結晶全体としての$$\hat{g}_{s}^{\omega (D_{i}, D_{k})}=\hat{g}_{s}^{(q_{s})} \in \hat{\mit\Phi }^{(q)}$$のような幾何空間の運動$$\hat{g}_{s}=[D_{i}D_{k}|D_{i}\tau _{i}+\tau _{j}]$$と結びついたスピン空間での局所変換$$q_{s}=\omega (D_{i}, D_{j})$$である.