기약표현

수학에서, 특히 군 및 대수의 표현론에서 기약 표현(旣約表現, 영어: Irreducible representation) $(\rho ,V)$ 또는 irrep는 부분 표현을 가지지 않는 0이 아닌 표현이다. 즉, $(\rho |_{W},W)$ 에서 $W\subset V$ 는 $\{\rho (a):a\in A\}$ 의 작용에 대해 닫혀 있는 자명하지 않은 부분 공간이 없다.

힐베르트 공간 $V$ 상의 모든 유한 차원 유니터리 표현은 기약 표현의 직합이다. 기약 표현은 항상 분해 불가능이지만 (즉, 표현의 직합으로 더 이상 분해될 수 없다), 그 역은 성립하지 않을 수 있다. 예를 들어, 상삼각 행렬에 의해 작용하는 실수에 대한 2차원 표현은 분해 불가능이지만 가약이다.

역사

군 표현론은 1940년대부터 리하르트 브라우어에 의해 일반화되어, 실수나 복소수 위의 벡터 공간이 아닌 임의의 표수 $K$ 를 가진 체 위의 벡터 공간에 행렬 연산자가 작용하는 모듈러 표현론을 제공했다. 결과 이론에서 기약 표현에 해당하는 구조는 단순 가군이다.

개요

$\rho :G\to GL(V)$ 를 군 $G$ 의 준동형으로 표현이라 하자. 여기서 $V$ 는 체 $F$ 위의 벡터 공간이다. $V$ 의 기저 $B$ 를 선택하면, $\rho$ 는 군에서 가역 행렬 집합으로 가는 함수(준동형)로 생각할 수 있으며 이 맥락에서 행렬 표현이라고 불린다. 그러나 기저 없이 공간 $V$ 를 생각하면 훨씬 간단해진다. $\rho$ 는 그것이 작용하는 벡터 공간 $V$ 의 차원이 $d$ 이면 d차원이다.

선형 부분 공간 $W\subset V$ 는 모든 $g\in G$ 및 모든 $w\in W$ 에 대해 $\rho (g)w\in W$ 이면 $G$ -불변이라고 한다. $G$ -불변 부분 공간 $W\subset V$ 의 일반 선형 군에 대한 $\rho$ 의 공역 제한을 부분 표현이라고 한다. 표현 $\rho :G\to GL(V)$ 는 자명한 부분 표현만 가지면 기약이라고 한다 (모든 표현은 자명한 $G$ -불변 부분 공간, 예를 들어 전체 벡터 공간 $V$ , 및 {0}{로부터 부분 표현을 형성할 수 있다). 적절한 자명하지 않은 불변 부분 공간이 있으면 $\rho$ 는 가약이라고 한다.

군 표현의 표기법 및 용어

군 요소는 행렬로 표현될 수 있지만, "표현"이라는 용어는 이 맥락에서 특정하고 정확한 의미를 갖는다. 군의 표현은 군 요소에서 행렬의 일반선형군으로의 사상이다. 표기법으로, a, b, c, ...는 군 곱을 기호 없이 나타내는 군 G의 요소를 나타낸다. 따라서 ab는 a와 b의 군 곱이며 G의 요소이기도 하다. 그리고 표현은 D로 나타낸다. a의 표현은 다음과 같이 쓰여진다.

D(a)={\begin{pmatrix}D(a)_{11}&D(a)_{12}&\cdots &D(a)_{1n}\\D(a)_{21}&D(a)_{22}&\cdots &D(a)_{2n}\\\vdots &\vdots &\ddots &\vdots \\D(a)_{n1}&D(a)_{n2}&\cdots &D(a)_{nn}\\\end{pmatrix}}

군 표현의 정의에 따라, 군 곱의 표현은 표현의 행렬 곱셈으로 변환된다.

D(ab)=D(a)D(b)

e가 군의 항등원이면 (따라서 1=ae = ea = a, 등), D(e)는 단위 행렬이거나 동일하게 단위 행렬의 블록 행렬이어야 한다. 왜냐하면 다음과 같아야 하기 때문이다.

D(ea)=D(ae)=D(a)D(e)=D(e)D(a)=D(a)

그리고 다른 모든 군 요소에 대해서도 마찬가지이다. 마지막 두 진술은 D가 군 준동형사상이라는 요구 사항에 해당한다.

가약 표현과 기약 표현

표현이 자명하지 않은 G-불변 부분 공간을 포함하면 가약이다. 즉, 모든 행렬 $D(a)$ 는 동일한 가역 행렬 $P$ 에 의해 상삼각 블록 형태로 놓일 수 있다. 다시 말해, 닮음 변환이 존재한다.

D'(a)\equiv P^{-1}D(a)P,

이는 표현의 모든 행렬을 동일한 패턴의 상삼각 블록으로 매핑한다. 모든 순서가 지정된 부블록은 군 부분 표현이다. 즉, 예를 들어 표현이 2차원이면 다음과 같다. $D'(a)=P^{-1}D(a)P={\begin{pmatrix}D^{(11)}(a)&D^{(12)}(a)\\0&D^{(22)}(a)\end{pmatrix}},$

여기서 $D^{(11)}(a)$ 는 자명하지 않은 부분 표현이다. 만약 $D^{(12)}(a)=0$ 도 만족시키는 행렬 $P$ 를 찾을 수 있다면, $D(a)$ 는 가약일 뿐만 아니라 분해 가능하기도 하다.

'주의:' 표현이 가약이더라도 행렬 표현은 여전히 상삼각 블록 형태가 아닐 수 있다. 위에서 언급한 행렬 $P^{-1}$ 을 표준 기저에 적용하여 얻을 수 있는 적절한 기저를 선택해야만 이 형태를 갖게 된다.

분해 가능 표현과 분해 불가능 표현

모든 행렬 $D(a)$ 가 동일한 가역 행렬 $P$ 에 의해 블록 대각 형태로 놓일 수 있으면 표현은 분해 가능하다. 다시 말해, 닮음 변환이 존재한다.^[1]

D'(a)\equiv P^{-1}D(a)P,

이는 표현의 모든 행렬을 동일한 패턴의 대각 블록으로 대각화한다. 각 블록은 다른 블록과 독립적인 군 부분 표현이다. 표현 D(a)와 D′(a)는 동치 표현이라고 한다.^[2] ('k'차원 표현이라고 하자) 표현은 [[행렬의 직합|k > 1개 행렬의 직합]]으로 분해될 수 있다.

D'(a)=P^{-1}D(a)P={\begin{pmatrix}D^{(1)}(a)&0&\cdots &0\\0&D^{(2)}(a)&\cdots &0\\\vdots &\vdots &\ddots &\vdots \\0&0&\cdots &D^{(k)}(a)\\\end{pmatrix}}=D^{(1)}(a)\oplus D^{(2)}(a)\oplus \cdots \oplus D^{(k)}(a),

따라서 D(a)는 분해 가능하며, 분해된 행렬은 괄호 안에 위첨자를 사용하여 1=n = 1, 2, ..., k에 대해 D⁽ⁿ⁾(a)와 같이 표기하는 것이 일반적이지만, 일부 저자는 괄호 없이 숫자 레이블만 쓰기도 한다.

D(a)의 차원은 블록 차원의 합이다.

\dim[D(a)]=\dim[D^{(1)}(a)]+\dim[D^{(2)}(a)]+\cdots +\dim[D^{(k)}(a)].

이것이 불가능하다면, 즉 1=k = 1이면 표현은 분해 불가능하다.^[1]^[3]

주의: 표현이 분해 가능하더라도 행렬 표현은 대각 블록 형태가 아닐 수 있다. 위에서 언급한 행렬 $P^{-1}$ 을 표준 기저에 적용하여 얻을 수 있는 적절한 기저를 선택해야만 이 형태를 갖게 된다.

기약 표현과 분해 불가능 표현의 관계

기약 표현은 본질적으로 분해 불가능한 표현이다. 그러나 역은 성립하지 않을 수 있다.

하지만 일부 조건 하에서는 분해 불가능한 표현이 기약 표현이 된다.

군 $G$ 가 유한하고, C 위에서 표현을 가질 때, 분해 불가능한 표현은 기약 표현이다.^[4]
군 $G$ 가 유한하고, 체 $K$ 위에서 표현을 가질 때, 만약 $char(K)\nmid |G|$ 이면, 분해 불가능한 표현은 기약 표현이다.

기약 표현의 예시

자명한 표현

모든 군 $G$ 는 모든 군 요소를 항등 변환에 매핑하여 0차원의 기약 자명한 표현을 갖는다.

1차원 표현

모든 1차원 표현은 적절한 비자명 불변 부분 공간을 가지지 않기 때문에 기약이다.

기약 복소 표현

유한군 G의 기약 복소 표현은 지표 이론의 결과를 사용하여 특징화할 수 있다. 특히, 모든 복소 표현은 irreps의 직접 합으로 분해되며, $G$ 의 irreps 수는 $G$ 의 켤레류 수와 같다.^[5]

$\mathbb {Z} /n\mathbb {Z}$ 의 기약 복소 표현은 정확히 $1\mapsto \gamma$ 맵으로 주어진다. 여기서 $\gamma$ 는 $n$ 번째 1의 거듭제곱근이다.
$V$ 를 기저 $\{v_{i}\}_{i=1}^{n}$ 를 갖는 $S_{n}$ 의 $n$ 차원 복소 표현이라 하자. 그러면 $V$ 는 다음과 같이 irreps의 직접 합으로 분해된다. $V_{\text{triv}}=\mathbb {C} \left(\sum _{i=1}^{n}v_{i}\right)$ 그리고 다음으로 주어지는 직교 부분 공간 $V_{\text{std}}=\left\{\sum _{i=1}^{n}a_{i}v_{i}:a_{i}\in \mathbb {C} ,\sum _{i=1}^{n}a_{i}=0\right\}.$ 전자의 irrep는 1차원이며 $S_{n}$ 의 자명한 표현과 동형이다. 후자는 $n-1$ 차원이며 $S_{n}$ 의 표준 표현으로 알려져 있다.^[5]
$G$ 를 군이라 하자. $G$ 의 정규 표현은 군 작용 $g\cdot e_{g'}=e_{gg'}$ 이 있는 기저 $\{e_{g}\}_{g\in G}$ 에 대한 자유 복소수 벡터 공간 $\mathbb {C} G$ 이다. $G$ 의 모든 기약 표현은 $\mathbb {C} G$ 를 irreps의 직접 합으로 분해하는 데 나타난다.

F_p 상의 기약 표현의 예시

$G$ 를 $p$ 군으로 하고 $V=\mathbb {F} _{p}^{n}$ 을 $\mathbb {F} _{p}$ 위의 G의 유한 차원 기약 표현으로 하자. 궤도-안정자 정리(Orbit-stabilizer theorem)에 의해, $p$ 군 $G$ 에 의해 작용된 모든 $V$ 요소의 궤도 크기는 $p$ 의 거듭제곱이다. 이 모든 궤도의 크기가 $G$ 의 크기와 합산되고, $0\in V$ 는 자신만을 포함하는 크기 1 궤도에 있기 때문에, 합이 일치하기 위해서는 크기 1인 다른 궤도가 있어야 한다. 즉, 모든 $g\in G$ 에 대해 $gv=v$ 인 일부 $v\in V$ 가 존재한다. 이것은 $\mathbb {F} _{p}$ 위의 $p$ 군의 모든 기약 표현이 1차원이어야 함을 강제한다.

이론 물리학 및 화학에서의 응용

양자 물리학 및 양자화학에서, 축퇴된 에너지 준위의 각 집합은 해밀턴 연산자의 대칭 군 표현을 위한 벡터 공간 V을 구성하며, "다중항"은 기약 부분으로의 환원을 통해 가장 잘 연구된다. 따라서 기약 표현을 식별함으로써 상태를 라벨링하고 섭동 하에서 어떻게 분할될 것인지 예측할 수 있다. 또는 V의 다른 상태로 전이할 수 있다. 따라서 양자 역학에서 시스템의 대칭 군의 기약 표현은 시스템의 에너지 준위를 부분적으로 또는 완전히 라벨링하여 선택규칙을 결정할 수 있도록 한다.^[6]

리 군

로런츠 군

회전 생성자 J와 부스트 생성자 K의 기약 표현 D(K) 및 D(J)는 로런츠 군의 스핀 표현을 구성하는 데 사용될 수 있다. 이는 양자 역학의 스핀 행렬과 관련이 있기 때문이다. 이를 통해 상대론적 파동 방정식을 유도할 수 있다.^[7]

같이 보기

결합 대수

리 군

각주

1 2 E. P. Wigner (1959). 《Group theory and its application to the quantum mechanics of atomic spectra》. Pure and applied physics. Academic press. 73쪽.
↑ W. K. Tung (1985). 《Group Theory in Physics》. World Scientific. 32쪽. ISBN 978-997-1966-560.
↑ W. K. Tung (1985). 《Group Theory in Physics》. World Scientific. 33쪽. ISBN 978-997-1966-560.
↑ Artin, Michael (2011). 《Algebra》 2판. Pearson. 295쪽. ISBN 978-0132413770.
1 2 Serre, Jean-Pierre (1977). 《Linear Representations of Finite Groups》. Springer-Verlag. ISBN 978-0-387-90190-9.
↑ Levine, Ira N. (1991). 〈15〉 4판. 《Quantum Chemistry》. Prentice-Hall. 457쪽. ISBN 0-205-12770-3. Each possible set of symmetry eigenvalues ... is called a symmetry species (or symmetry type). The group theory term is irreducible representation.
↑ T. Jaroszewicz; P. S. Kurzepa (1992). 《Geometry of spacetime propagation of spinning particles》. 《Annals of Physics》 216. 226–267쪽. Bibcode:1992AnPhy.216..226J. doi:10.1016/0003-4916(92)90176-M.

서적

H. Weyl (1950). 《The theory of groups and quantum mechanics》. Courier Dover Publications. 203쪽. ISBN 978-0-486-60269-1. magnetic moments in relativistic quantum mechanics.
P. R. Bunker; Per Jensen (2004). 《Fundamentals of molecular symmetry》. CRC Press. ISBN 0-7503-0941-5.
A. D. Boardman; D. E. O'Conner; P. A. Young (1973). 《Symmetry and its applications in science》. McGraw Hill. ISBN 978-0-07-084011-9.
V. Heine (2007). 《Group theory in quantum mechanics: an introduction to its present usage》. Dover. ISBN 978-0-07-084011-9.
V. Heine (1993). 《Group Theory in Quantum Mechanics: An Introduction to Its Present Usage》. Courier Dover Publications. ISBN 978-048-6675-855.
E. Abers (2004). 《Quantum Mechanics》. Addison Wesley. 425쪽. ISBN 978-0-13-146100-0.
B. R. Martin, G.Shaw (2008년 12월 3일). 《Particle Physics》 3판. Manchester Physics Series, John Wiley & Sons. 3쪽. ISBN 978-0-470-03294-7.
Weinberg, S. (1995), 《The Quantum Theory of Fields》 1, Cambridge university press, 230–231쪽, ISBN 978-0-521-55001-7
Weinberg, S. (1996), 《The Quantum Theory of Fields》 2, Cambridge university press, ISBN 978-0-521-55002-4
Weinberg, S. (2000), 《The Quantum Theory of Fields》 3, Cambridge university press, ISBN 978-0-521-66000-6
R. Penrose (2007). 《The Road to Reality》. Vintage books. ISBN 978-0-679-77631-4.
P. W. Atkins (1970). 《Molecular Quantum Mechanics (Parts 1 and 2): An introduction to quantum chemistry》 1. Oxford University Press. 125–126쪽. ISBN 978-0-19-855129-4.

논문

Bargmann, V.; Wigner, E. P. (1948). 《Group theoretical discussion of relativistic wave equations》. 《Proc. Natl. Acad. Sci. U.S.A.》 34. 211–23쪽. Bibcode:1948PNAS...34..211B. doi:10.1073/pnas.34.5.211. PMC 1079095. PMID 16578292.
E. Wigner (1937). 《On Unitary Representations Of The Inhomogeneous Lorentz Group》 (PDF). 《Annals of Mathematics》 40. 149–204쪽. Bibcode:1939AnMat..40..149W. doi:10.2307/1968551. JSTOR 1968551. MR 1503456. S2CID 121773411. 2015년 10월 4일에 원본 문서 (PDF)에서 보존된 문서. 2013년 7월 7일에 확인함.

더 읽을거리

Artin, Michael (1999). “Noncommutative Rings” (PDF). Chapter V.

외부 링크

“Commission on Mathematical and Theoretical Crystallography, Summer Schools on Mathematical Crystallography” (PDF). 2010.
van Beveren, Eef (2012). “Some notes on group theory” (PDF). 2011년 5월 20일에 원본 문서 (PDF)에서 보존된 문서. 2013년 7월 7일에 확인함.
Teleman, Constantin (2005). “Representation Theory” (PDF).
“Some Notes on Young Tableaux as useful for irreps for su(n)” (PDF). 2014년 11월 7일에 원본 문서 (PDF)에서 보존된 문서. 2014년 11월 7일에 확인함.
Hunt (2008). “Irreducible Representation (IR) Symmetry Labels” (PDF).
Dermisek, Radovan (2008). “Representations of Lorentz Group” (PDF). 2018년 11월 23일에 원본 문서 (PDF)에서 보존된 문서. 2013년 7월 7일에 확인함.
Maciejko, Joseph (2007). “Representations of Lorentz and Poincaré groups” (PDF).
Woit, Peter (2015). “Quantum Mechanics for Mathematicians: Representations of the Lorentz Group” (PDF). , see chapter 40
Drake, Kyle; Feinberg, Michael; Guild, David; Turetsky, Emma (2009). “Representations of the Symmetry Group of Spacetime” (PDF).
Finley. “Lie Algebra for the Poincaré, and Lorentz, Groups” (PDF). 2012년 6월 17일에 원본 문서 (PDF)에서 보존된 문서.
Bekaert, Xavier; Boulanger, Niclas (2006). “The unitary representations of the Poincaré group in any spacetime dimension”. arXiv:hep-th/0611263.
“McGraw-Hill dictionary of scientific and technical terms”. 《Answers.com》.

[Wigner_p_73-1] 1 2 E. P. Wigner (1959). 《Group theory and its application to the quantum mechanics of atomic spectra》. Pure and applied physics. Academic press. 73쪽.

[2] W. K. Tung (1985). 《Group Theory in Physics》. World Scientific. 32쪽. ISBN 978-997-1966-560.

[Tung_33-3] W. K. Tung (1985). 《Group Theory in Physics》. World Scientific. 33쪽. ISBN 978-997-1966-560.

[4] Artin, Michael (2011). 《Algebra》 2판. Pearson. 295쪽. ISBN 978-0132413770.

[Serre-5] 1 2 Serre, Jean-Pierre (1977). 《Linear Representations of Finite Groups》. Springer-Verlag. ISBN 978-0-387-90190-9.

[6] Levine, Ira N. (1991). 〈15〉 4판. 《Quantum Chemistry》. Prentice-Hall. 457쪽. ISBN 0-205-12770-3. Each possible set of symmetry eigenvalues ... is called a symmetry species (or symmetry type). The group theory term is irreducible representation.

[7] T. Jaroszewicz; P. S. Kurzepa (1992). 《Geometry of spacetime propagation of spinning particles》. 《Annals of Physics》 216. 226–267쪽. Bibcode:1992AnPhy.216..226J. doi:10.1016/0003-4916(92)90176-M.

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

역사

개요