![](/user_photo/2706_HbeT2.jpg)
- •Фоковское пространство духов 224
- •Пуанкаре-инвариантность 233
- •59, 60 Вершинный оператор 58, 63, 66, 195
- •Сравнительная таблица обозначений, используемых в частях I и и
- •Глава 2
- •Глава 3
- •34 Глава 3
- •Глава 4 Суперструны
- •Глава 5 Гетеротическая струна
- •52 Глава 5
- •Глава 6
- •Глава 6
- •66 Глава 6
- •Глава 7
- •Глава 8
- •78 Глава 8
- •Глава 9
- •Глава 10 Дальнейшие перспективы
- •Глава 10
- •Часть II Лекции по теории струн
- •Глава 11 Введение
- •Глава 12 Струна Намбу—Гото: классический анализ
- •12.1. Принцип действия
- •12.1.1. Действие Намбу — Гото
- •12.1.2. Действие в квадратичной форме
- •12.1.4. Калибровочные симметрии
- •106 Глава 12
- •12.1.5. Глобальные симметрии
- •12,1.6. Конформная симметрия
- •12.1.7. Граничные условия
- •112 , Глава 12
- •12.2. Гамильтонов формализм
- •12.2.1. Связи
- •12.2.2. Смысл условий связи — упрощение формализма
- •Глава 12
- •12.3. Более подробное описание алгебры связей
- •12.3.1. Явные вычисления
- •12.3.2. Условия Вирасоро
- •1. Открытая струна:
- •12.4. Фурье-моды
- •12.4.2. Замкнутые струны
- •12.5. Калибровка светового конуса
- •12.5.2. Калибровка светового конуса
- •12.5.3. Общее решение классических уравнений движения струны
- •144 Глава 12
- •12.5.4. Скобки Дирака как независимые степени свободы
- •12.5.5. Действие и гамильтониан в калибровке светового конуса
- •12.5.6. Генераторы алгебры Пуанкаре
- •150 Глава 12
- •Глава 13
- •13.1. Алгебра Вирасоро — общее рассмотрение
- •13.1.1. Введение
- •13.1.2. Операторы Вирасоро — фоковское представление
- •13.1.3. Алгебра Вирасоро
- •13.1.4. Сравнение связей Вирасоро с уравнением Уилера — Де Витта
- •15.1.5. Алгебра Вирасоро и алгебры Каца — Муди
- •13.1.6. Алгебра Вирасоро на искривленном фоне
- •1 3.2.1. Брст-квантование — краткий обзор
- •13.2.3. Фоковское пространство духов
- •13.2.5. Критическая размерность на искривленном фоне
- •13.2.6. Физическое подпространство
- •174 Глава 13
- •13.27. Замечания по поводу удвоения
- •13.2.8. Разное
- •13.3. Квантование в калибровке светового конуса
- •13.3.1. Пуанкаре-инвариантность квантовой теории
- •13.3.2. Описание спектра
- •13,3.3. Замкнутая струна — пуанкаре-инвариантность
- •13.3.4. Спектр (замкнутая струна)
- •13.4. Ковариантное квантование
- •13.4.2. Вершинный оператор
- •13.4.3. Состояния ддф
- •Глава 14
- •14.1. Локальная суперсимметрия в двух измерениях
- •14.2. Суперконформная алгебра
- •14.2.1. Квадратный корень из бозонных и фермионных связей
- •14.2.2. Граничные условия
- •14.2.26. Замкнутая струна
- •14.2.4. Генераторы Пуанкаре
- •14.3. Фурье-моды (открытая струна)
- •14.3.3. Генераторы Пуанкаре
- •14.3.4. Замечания для случая замкнутой струны
- •Глава 15 Фермионная струна: квантовый анализ
- •15.1. Бекки — Рюэ— Стора — Тютина (брст) квантование модели Неве— Шварца
- •15.1.1. Фоковское пространство духов
- •15.1.2. Брст-оператор
- •15.1.3. Критическая размерность
- •15.1.4. Структура физического подпространства
- •15.2. Бекки — Рюэ — Стора — Тютина (брст) квантование модели Рамона
- •15.2.1. Фоковское пространство духов
- •15.2.2. Брст-оператор
- •15.2.3. Критическая размерность
- •15.2.4. Структура физического подпространства
- •15.2.5. Замечания для случая замкнутой струны
- •15.3.1. Пуанкаре-инвариантность
- •15.3.2. Спектр Неве — Шварца
- •15.3.3. Спектр замкнутой струны Неве — Шварца
- •15.4. Квантование модели Района в калибровке светового конуса
- •15.4. 1. Пуанкаре-инвариантность
- •15.4.2. Спектр Рамона
- •15.4.3. Замкнутая струна
- •236 Глава 15
- •15.5. Суперсимметрия в десяти измерениях
- •15.5.1. Открытая струна
- •15.5.2. Замкнутая струна
- •Глава 16
- •16.1. Ковариантное действие
- •16.1.2. Инвариантное действие
- •16.1.3. Локальная суперсимметрия
- •16.1.4. Уравнения движения и граничные условия
- •16.1.5. Структура калибровочных симметрии
- •16.1.6. Суперзаряды Пуанкаре
- •16.1.7. Гамильтонов формализм
- •16.1.8. Калибровка светового конуса
- •256 Глава 16
- •16.2. Квантовая теория
- •16.3. Суперчастица
- •16.3.1. Действие — калибровочные симметрии
- •16.3.2. Суперзаряды Пуанкаре
- •260 Глава 16
- •16.3.4. Смысл связей
- •16.3.5. Модель Сиджела
- •16.3.6. Калибровка светового конуса
- •270 Глава 16
- •272 Глава 16
- •Глава 17 Гетеротическая струна
- •Для бозонной струны, основанное на брст-методах
- •Разложение десятимерных спиноров в калибровке светового конуса
- •Оглавление
- •Глава 13. Квантование струны Намбу—Гото 152
- •Глава 15. Фермионная струна: квантовый анализ
- •Глава 16. Суперструиа 239
- •Глава 17. Гетеротическая струна 274
13.2.5. Критическая размерность на искривленном фоне
БРСТ-методы могут быть применены также к моделям на искривленном фоне (разд. 13.2.6). В действительности для вычисления критической размерности БРСТ-методом нужна лишь алгебра генераторов Ln\ их явный вид несуществен.
БРСТ-оператор по-прежнему задается выражением (13.2.4.1), где Ln — соответствующие генераторы Вирасоро искривленных моделей.
Следовательно, аномальный вклад духов остается тем же самым. Единственное изменение в конечном ответе (13.2.4.3) заключается в замене d новым значением центрального заряда с. Поэтому нильпотентность Q приводит к условиям
d+
^"^'
—26
для SU(N), (13.2.5.1а)
~N{N-\)\K\
d+
\K,
+
N_2
=26
для
SO(N).
(13.2.5.16)
Заметим, что критическая размерность d пространства Мин-ковского, вычисленная из системы уравнений (13.2.5.1), не является целой и положительной для всех значений N и К. Следовательно, для таких значений N и К соотношения (13.2.5.1) не могут удовлетворяться. Это обстоятельство делает еще более замечательным полученный выше результат для плоского пространства (13.2.4.4), поскольку аномальные члены можно устранить путем подбора параметра, который должен принимать целые положительные значения.
13.2.6. Физическое подпространство
Физическое подпространство определяется соотношением
= 0. (13.2.6.1)
Квантование струны. Набу—Гото 173
Мы хотим охарактеризовать решения этого уравнения. Для этого, следуя работе Като и Огавы [19], мы вводим два новых эрмитовых оператора, играющих важную роль, поскольку они коммутируют с Q. Первый оператор задается выражением
nAn (A t^,)= (13.2.6.2a)
п ^ о га ^ о
o(lAn jn:a) (13.2.6.26)
а второй
цп= (13.2.6.3а)
» (О, + S'nSn + Гпёп + e'Jn)- (13-2.6.36)
Легко проверить, что £ и Л1 БРСТ-инвариантны:
[L, Q] = [My Q] = 0 (13.2.6.4)
(например, М ~ [ц°, Q]). Кроме того,
[L, М] = 0. (13.2.6.5)
Особенно интересен оператор L, который сводится в бозон-ном секторе к "оператору уровня" N, задаваемому формулой
N= E па^аАп; (13.2.6.6)
ниже он встретится нам снова. Оператор L фактически является БРСТ-инвариантным расширением оператора N и может быть представлен в виде
(13.2.6.7)
где Nf и N8 — операторы уровня для духовых мод f и g соответственно. (Вследствие необычных антикоммутационных соотношений [gny g*n] = —1 в выражении N8 = — £я>0 л£я£» появ" ляется знак минус.) Оператор L может быть диагонализован и обладает положительными собственными значениями. Оператор импульса рА также коммутирует с Q, L и М:
[рА, Q] = [р*, L] = [рА, М] = 0. (13.2.6.8)
Эти свойства позволяют исследовать решения уравнения (13.2.6.1), диагонализующие одновременно L и рЛ1). Их собственные значения будут обозначаться одинаковыми буквами.
*) Жорданова форма оператора М не является травнальной, н мы не считаем М диагональным.
174 Глава 13
Теорема 1. Решения уравнения (13.2.6.1) при Ьф~а'р являются чисто калибровочными, т. е. могут быть представлены в виде
= Q 1 Х>. (13.2.6.9)
Для доказательства теоремы заметим, что Q может быть представлен в виде
Q = Q + (а'р2 + L- оо) т|° - М$>0, (13.2.6.10)
где оператор Q не содержит нулевых духовых мод у\° и ^V, его явный вид легко получить из выражения (13.2.4.1). Заметим,
что Q, т]° и ^о также коммутируют с L и рА.
Примем, что ЬФ—а'р2 + oto- Представим состояние |f> в виде |ij)> = |a>+ \Ь)ц°, где |а> и |й> — состояния, не содержащие нулевых духовых мод. Поскольку afp2 ~\- L — ао Ф 0, можно добавить к |г|э> состояние Q|%>, чтобы получить | Ь} = 0. Например, выберем \%) = —(а'р2-{-L —L — ao)~l\b}. При | Ь} = 0 БРСТ-условие (13.2.6.1) на |i];> имеет вид
п\а) = 0, (а'р2 + £ — «о) |а> = 0,
откуда следует, что \а) = 0, как и утверждалось.
Эта теорема позволяет рассматривать только случай, когда
а'р2 + L — а0 = 0, (13.2.6.11)
к которому мы теперь и переходим !).
Если соотношение (13.2.6.11) выполняется, то оператор Q становится нильпотентным, и БРСТ-уравнение (13.2.6.1) с
[ф> = |а> + [ 6) if (13.2.6.12)
принимает вид
Q |Ь) = 0, Q [а> — ЛЦ6> = 0. (13.2.6.13)
Ниже мы будем рассматривать только состояния, не зависящие от нулевых мод, такие как \а} и \Ь}, если не оговорено противное.
Теорема 2. а. Общее решение уравнения Q|6)=0 может быть записано в виде
|6> = |Р>|0>дух + 5|с>, (13.2.6.14) где |0>дух обозначает вакуум духов (для ненулевых мод), Чп I 0)дух - Рп 10>дух = 0, (13.2.6.15)
4) Путем подходящего лоренцева вращения можно получить р1 = 0 (не равны нулю только р+ и р~), но это не столь необходимо здесь. Мы также везде считаем, что р* Ф 0. "Инфракрасный" случай р* = 0 является исключением и легко исследуется, поэтому он здесь не рассматривается.
Квантование струны. Набу—Гото 175
а \Р} — чисто бозонное состояние (существующее в гильберто-
вом пространстве q б. Кроме
осцилляторов). Р} удовлетворяет условиям
= 0, л>0, (13.2.6.16)
= О. (13.2.6.17)
Доказательство, а. См. статью Като и Огавы [19], которые фактически доказали более сильный вариант соотношения (13.2.6.14), в котором утверждается, что состояние |Р> может быть выбрано чисто поперечным; см. разд. 13.4. Идея их доказательства намечена в приложении А.
б. Поскольку первая часть теоремы доказана, условие (13.2.6.17) становится очевидным, так как в выражении для \Ь} (13.2.6.14) можно выбрать вектор \с} принадлежащим подпространству alp2 + L — ао = О (ap2-\-L — os0 коммутирует с
Q). Следовательно, состояние |Р>|0>дух также аннигилируется оператором a/p2 + L— ею, что сразу приводит к уравнению (13.2.6.17), так как для вакуума духов Nf = Ng = 0.
Что касается условий (13.2.6.16), то они просто следуют из
БРСТ-ограничения Q\P) |0>дух == 0. Последнее сводится к соотношению
и, следовательно, эквивалентно соотношению (13.2.6.16), поскольку все состояния n* | 0) являются независимыми.
Теорема 3. Общее решение уравнения Q[ty)=0 может быть записано в виде
у 10>дух л0 + Q I Х>, (13.2.6.18)
где |Pi) и \Р2} — чисто бозонные состояния, удовлетворяющие условиям
(13.2.6.19а)
(13.2.6.196)
Доказательство. Из теоремы 2 следует, что можно привести коэффициент при ц° в |ф> к требуемому виду (Q | с>)т|0 = = Q|x) + члены, которые меняют лишь |а>, где j^>== jc>n°. Но тогда Л1|6>=0, и из соотношений (13.2.6.13) следует
Q|a>=0. Повторное применение теоремы 2 приводит к соотношению
176 Глава 13
(здесь Q\c'}=Q\c'}, где \cf} не имеет составляющей вдоль ц° и уничтожается оператором afp2-\-L — cto). Это демонстрирует справедливость решения (13.2.6.18).
Действуя на выражение (13.2.6.18) оператором Q и используя условие afp2 -\~ L — а0 = 0, получаем условия (13.2.6.19).
Теорема 3 интересна тем, что она полностью соотносит БРСТ-физические состояния с физическими состояниями (13.2.6.19) ковариантного подхода, рассмотренного в разд. 13.4. Мы видим, что вследствие вырождения нулевых духовых мод БРСТ-физических состояний оказывается вдвое больше, чем физических состояний в ковариантном подходе1). Аналогичное явление (удвоение состояний в БРСТ-подходе) недавно было обнаружено в другом контексте [34].
Заметим, наконец, что квантовое "калибровочное условие", требующее состояния уничтожения |i|)> духовыми осцилляторами, не вполне фиксирует БРСТ-калибровку. Можно еще добавлять к |i|>> состояния вида £2|%>, не содержащие духов. Эти состояния являются теми знаменитыми нулевыми состояниями, которые встречаются в ковариантном подходе. Следовательно, их отщепление можно объяснить с помощью БРСТ-симметрии (примеры таких нулевых состояний приведены в упражнениях).
Упражнения
1а. Рассмотрите состояние I #)^*| 0)дух = [%), где Ln|/?>=0,
п ^ 0. Вычислите Q\%}. Выведите, что состояние L_i |/?>|0>дух является нулевым.
16. Докажите, что состояние L_i|/?>|0>Ayxri0 уничтожается БРСТ-оператором и имеет нулевые скалярные произведения со всеми остальными физическими состояниями. Это означает, что оно равно Q\%} для некоторого |%>. Указание: такое состояние может быть записано так же, как в выражении (13.2.6.18) с чисто поперечными состояниями |Л> и |Р2>, которые должны быть равны нулю вследствие свойств скалярного произведения
СОСТОЯНИЯ 1_1|^>|0>дух'П0.
1в. Покажите, что состояние | R) г\\ равно Q|x> для некоторого |х>.
*) Решение (13.2.6.18) является самым лучшим, которое можно построить, если состояния \Р\} и \Р%У поперечны, т.е. |Pi) или \Pz) нельзя устранить калибровкой, поскольку в общем случае эти состояния неортогональны всем остальным физическим состояниям и, следовательно, не являются тем, что назвают "нулевыми" состояниями. В разд. 13.2.7 доказано, что в случае открытой струны удвоение (13.2.6.18) в действительности является фиктивным и возникает вследствие неудачного определения линейного пространства состояний |)
Квантование струны Намбу — Гото 177
1г. Покажите, что состояние I/?°) П* I 0)д ,х не удовлетворяет уравнению Q|^>=0, если [/?°> ]0>дух — физическое состояние (существует трудность с членом т|°). Поэтому \R} должно удовлетворять соотношению Lo | R} = О, а не Ы \ R} = R-
2. Во что превращается выражение (13.2.6.18) в случае замкнутой струны? Покажите, что в этом случае существует "двойное удвоение".