WikiDer > Модели шмелей

Модели шмелей эффективные теории поля, описывающие векторное поле с вакуумным математическим ожиданием, которое спонтанно нарушает лоренц-симметрию.^[1][2][3][4] Модель шмеля - простейший случай теории со спонтанным Нарушение лоренцевой симметрии.^[5]

Развитие моделей шмелей было мотивировано, прежде всего, открытием того факта, что механизмы в теории струн (а впоследствии и в других квантовых теориях гравитации) могут приводить к тензорным полям, приобретающим значения вакуумного ожидания.^[6] Модели шмелей отличаются от местных U(1) калибровочные теории. Тем не менее, в некоторых моделях шмелей безмассовые моды, которые ведут себя как фотоны может появиться.

Вступление

Алан Костелецки и Стюарт Сэмюэл показали в 1989 г., что механизмы, возникающие в контексте теория струн может привести к спонтанное нарушение лоренц-симметрии.^[6][7] Определен набор моделей на уровне теории эффективного поля, содержащий гравитационные поля и векторное поле. B_µ имеющий ненулевое значение математического ожидания, µ> = b_µ. Они стали известны как модели шмелей.

Обычно в этих моделях спонтанное нарушение Лоренца вызвано наличием в действии потенциального члена. Значение вакуума б_µвместе с фоновой метрикой дают решение, которое минимизирует потенциал шмеля.

Значение вакуума б_µ действует как фиксированное фоновое поле, которое спонтанно нарушает симметрию Лоренца. Это пример для случая вектора коэффициента нарушения Лоренца, как определено в Расширение стандартной модели.

Название шмель модель, придуманный Костелецким,^[8] основан на насекомом, чья способность летать иногда под вопросом на теоретических основаниях, но который тем не менее может успешно летать.^[9]

Лагранжиан

Можно построить различные примеры лагранжианов шмелей. В их выражения входят кинетические члены для гравитационного поля, поля шмеля, потенциального V это вызывает спонтанное нарушение Лоренца и материальные условия. Кроме того, могут быть связи между гравитационным полем, полем шмеля и материей.^{[2][3][4][8][10][11][12][13][14][15][16][17][18][19]}

Один пример, с обычным Эйнштейн-Гильберт а космологические постоянные члены для гравитационного сектора - лагранжиан:

${ displaystyle { begin {align} { mathcal {L}} _ {B} & = { frac {1} {16 pi G}} (R-2 Lambda) + sigma _ {1} B ^ { mu} B ^ { nu} R _ { mu nu} + sigma _ {2} B ^ { mu} B _ { mu} R - { frac {1} {4}} tau _ {1} B _ { mu nu} B ^ { mu nu} & quad + { frac {1} {2}} tau _ {2} D _ { mu} B _ { nu } D ^ { mu} B ^ { nu} + { frac {1} {2}} tau _ {3} D _ { mu} B ^ { mu} D _ { nu} B ^ { nu} -V (B _ { mu} B ^ { mu} mp b ^ {2}) + { mathcal {L}} _ { rm {M}}. end {выравнивается}}}$

В этом выражении ${ displaystyle D _ { mu} { Big.}}$ - ковариантная производная, ${ Displaystyle B _ { mu nu} = D _ { mu} B _ { nu} -D _ { nu} B _ { mu} { Big.}}$, а члены управляются набором констант, ${ displaystyle sigma _ {1} { Big.}}$, ${ displaystyle sigma _ {2} { Big.}}$, ${ displaystyle tau _ {1} { Big.}}$, ${ displaystyle tau _ {2} { Big.}}$, ${ displaystyle tau _ {3} { Big.}}$. Лагранжиан материального сектора, ${ displaystyle { mathcal {L}} _ { rm {M}}}$, может включать муфты к B_µ.

Потенциал ${ Displaystyle V (B _ { mu} B ^ { mu} mp b ^ {2})}$ в этом примере предполагается иметь минимум, когда

${ displaystyle B _ { mu} B ^ { mu} mp b ^ {2} = 0.}$

Это условие выполняется, когда векторное поле имеет вакуумное значение б_µ подчиняться б_µб^µ = ± b². Значение постоянной ±б² в потенциале определяет, является ли вакуумный вектор подобный времени, легкий, или же космический.

Одним из часто используемых примеров потенциала является гладкая квадратичная функция,

${ displaystyle V = { frac {1} {2}} kappa (B _ { mu} B ^ { mu} mp b ^ {2}) ^ {2},}$

куда ${ displaystyle kappa { Big.}}$ является константой. При таком выборе в теории может появиться массивная мода для значений B_µ которые не минимизируют потенциал V.

Другой распространенный выбор использует поле множителя Лагранжа и задается как

${ displaystyle V = lambda (B _ { mu} B ^ { mu} mp b ^ {2}).}$

В этом случае массивный режим замораживается. Однако поле множителя Лагранжа λ занимает свое место в теории как дополнительная степень свободы.

В пределе, когда потенциальный член V удалены из теории, модели шмелей сводятся к примерам векторно-тензорных теорий гравитации.^[20][21]

Специальный лагранжиан ${ displaystyle { mathcal {L}} _ {B}}$ с ${ displaystyle tau _ {1} = 1 { Big.}}$, и ${ displaystyle sigma _ {1} = sigma _ {2} = tau _ {2} = tau _ {3} = 0 { Big.}}$ является оригинальным типом модели, исследованной Костелецким и Самуэлем,^[1] известная как модель шмеля KS. Лагранжиан в этом случае имеет форму Максвелла для кинетического члена шмеля и задается как

${ displaystyle { mathcal {L}} _ { rm {KS}} = { frac {1} {16 pi G}} (R-2 Lambda) - { frac {1} {4}} B _ { mu nu} B ^ { mu nu} -V (B _ { mu} B ^ { mu} pm b ^ {2}) + B _ { mu} J ^ { mu} + { mathcal {L}} _ { rm {M}}.}$

По этой причине, B_µ можно рассматривать как обобщенный векторный потенциал, а взаимодействия с током материи ${ displaystyle J ^ { mu} { Big.}}$ могут быть включены.

Специальный лагранжиан ${ displaystyle { mathcal {L}} _ {B}}$ с ${ displaystyle tau _ {1} = 1 { Big.}}$, ${ Displaystyle sigma _ {1} = xi / 16 pi G { Big.}}$, и ${ displaystyle sigma _ {2} = tau _ {2} = tau _ {3} = 0 { Big.}}$, аналогична модели KS, но включает неминимальные гравитационные связи, параметризованные связью ${ displaystyle xi { Big.}}$. Лагранжиан в этом случае:

${ displaystyle { mathcal {L}} = { frac {1} {16 pi G}} (R-2 Lambda + xi B ^ { mu} B ^ { nu} R _ { mu nu}) - { frac {1} {4}} B _ { mu nu} B ^ { mu nu} -V (B _ { mu} B ^ { mu} pm b ^ {2} ) + B _ { mu} J ^ { mu} + { mathcal {L}} _ { rm {M}}.}$

Во всех моделях шмелей лагранжиан инвариантен как относительно локальных Преобразования Лоренца и диффеоморфизмы. Формализм Вирбейна может быть использован для введения локальных компонентов для метрика, шмелей и полей материи на каждом пространство-время точка. Спонтанное нарушение Лоренца происходит, когда поле шмеля имеет ненулевое значение вакуума в локальных лоренцевых системах отсчета.

В Vierbein формализм полезен при выражении структур теорий шмелей. Например, он обеспечивает естественный способ выразить прямую связь между спонтанным нарушением Лоренца и нарушением диффеоморфизма. Величина пространственно-временного вакуума б_µ получается, когда вакуумное решение для Vierbein действует на значение локального вакуума для векторного поля. Результатом является фиксированное фоновое поле в пространственно-временном кадре, которое спонтанно ломается. диффеоморфизмы частиц.

Намбу – Голдстоуна и массивные режимы

Модели шмелей полезны для исследования эффектов спонтанного нарушения Лоренца в гравитационных теориях. Эти эффекты включают существование мод Намбу-Голдстоуна, массивных мод (Хиггса) и возможность механизма Хиггса.^[18][19] В моделях шмелей Лоренц и диффеоморфизм симметрия спонтанно нарушается, поэтому эти эффекты следует рассматривать в контексте обоих типов нарушение симметрии.

Намбу – Голдстоун моды возникают при спонтанном нарушении непрерывной симметрии. Моды Намбу – Голдстоуна можно рассматривать как возбуждения, порожденные нарушенными симметриями, которые остаются ввырожденный вакуум теории. Напротив, массивные (Хиггс) моды - возбуждения, которые не остаются в минимуме потенциала. В этом смысле массивные моды ортогональны возбуждениям Намбу – Голдстоуна.

В моделях шмелей возбуждения, порождаемые нарушенными диффеоморфизмами, содержатся как в векторном поле B_µ и метрика грамм_µν.Можно выбрать различные калибровки, которые эффективно перемещают степени свободы Намбу – Голдстоуна между этими полями. Для широкого спектра моделей, в том числе для шмеля КС с постоянным значением б_µ, моды диффеоморфизма Намбу-Голдстоуна не распространяются как физические безмассовые моды. Вместо этого это вспомогательные режимы.

Выбор различных калибровок также влияет на интерпретацию мод Намбу – Голдстоуна, возникающих в результате спонтанного нарушения Лоренца. В наиболее общих моделях шмелей фиксация калибровки для преобразований Лоренца и диффеоморфизмов может быть сделана так, чтобы все моды Намбу-Голдстоуна содержались в гравитационном секторе, либо в вербейне, либо, в некоторых случаях, в метрика один. При таком выборе модели шмелей рассматриваются как альтернативные теории гравитации.

Для общей модели с лагранжианом ${ displaystyle { mathcal {L}} _ {B}}$, с неограниченными значениями констант ${ displaystyle sigma _ {1} { Big.}}$, ${ displaystyle sigma _ {2} { Big.}}$, ${ displaystyle tau _ {1} { Big.}}$, ${ displaystyle tau _ {2} { Big.}}$, ${ displaystyle tau _ {3} { Big.}}$, моды Намбу – Голдстоуна включают в себя как распространяющиеся безмассовые моды, так и паразитные моды. Одно направление исследований - поиск ограниченных значений параметров, которые исключают призраки как распространяющиеся моды.

В модели шмеля KS единственными распространяющимися модами Намбу – Голдстоуна являются две поперечные безмассовые моды, которые имеют свойства, аналогичные свойствам фотона в осевом датчике. Распространяющиеся гравитационные моды описывают обычные гравитонные моды в общей теории относительности.

Помимо мод Намбу – Голдстоуна имеется комбинированное возбуждение в B_µ и грамм_µν это не остается в потенциальном минимуме. Это массивная мода, похожая на возбуждение Хиггса в электрослабая модель.

В моделях шмеля KS возбуждение массивной моды действует как фоновый источник гравитации и как фоновый источник плотности заряда. На устойчивость теории влияет поведение массивной моды, которая представляет собой дополнительную степень свободы по сравнению с Теория Эйнштейна – Максвелла.

В модели KS можно показать, что существуют подходящие начальные условия, которые устанавливают массивный режим в ноль на все время. В качестве альтернативы, когда массовый масштаб массивной моды становится большим, ее эффекты значительно подавляются. В пределе бесконечной шкалы масс для массивной моды модель КС оказывается эквивалентной теории Эйнштейна – Максвелла в фиксированной осевой калибровке.^[18][19]

Обратите внимание, что другие модели, помимо шмеля, позволяют известным безмассовым частицам возникать как моды Намбу – Голдстоуна. Например, кардинальная модель основан на симметричном двухтензоре. Моды, возникающие в результате спонтанного лоренцевского нарушения, в этой модели можно приравнять к гравитону.^[22]

Фотоны от спонтанного нарушения Лоренца

Идея, что фотон может появиться как Режимы Намбу-Голдстоунав теории с спонтанное нарушение Лоренца впервые возник в контексте специальная теория относительности.

В 1951 г. Поль Дирак рассмотрел векторную теорию с потенциалом множителя Лагранжа как альтернативную модель, дающую заряд электрона.^[23] Позже было признано, что это была теория с самопроизвольное нарушение Лоренца.

Двенадцать лет спустя, в 1963 году, Джеймс Бьоркен предложили модель, в которой коллективные возбуждения фермионного поля могут приводить к появлению составных фотонов в виде мод Намбу-Голдстоуна.^[24] Наблюдаемое поведение фотона в этой исходной модели было заявлено как эквивалентное электродинамика.

Впоследствии, в 1968 г., Ёитиро Намбу представила векторную модель, в которой не было потенциала нарушения симметрии.^[25] Вместо этого ограничение, что векторное поле имеет фиксированную норму, было введено напрямую, и результирующая теория, не содержащая массивной моды, оказалась эквивалентной электромагнетизм в фиксированной калибровке.

Модель шмеля КС, которая включает в себя гравитационные поля в дополнение к векторному полю, расширяет идею фотонов, возникающих как моды Намбу-Голдстоуна из специальная теория относительности в общая теория относительности.

В модели KS нет локального U(1) калибровочная симметрия. Вместо этого существуют как безмассовые моды Намбу-Голдстоуна, так и массивные моды в результате спонтанное нарушение Лоренца. В пределе бесконечной массы фотон выглядит как безмассовые моды Намбу-Голдстоуна.

Механизм Хиггса

Поскольку симметрия Лоренца - это локальная симметрия при наличии сила тяжести, возможность Механизм Хиггса возникает, когда симметрия Лоренца самопроизвольно сломанный. В обычной калибровочной теории Механизм Хиггса, моды Намбу-Голдстоуна интерпретируются как степени свободы, связанные с массивным калибровочное поле. Говорят, что моды Намбу-Голдстоуна съеден, в то время как калибровочные бозоны набрать массу.

Возможность того, что гравитационный Механизм Хиггса в моделях шмелей может дать гравитон с массой рассматривали Костелецкий и Самуил.^[1] Однако они показали, что то, что кажется массовым членом, включает квадрат аффинной связи ${ Displaystyle Gamma _ {, , mu nu} ^ { lambda}}$. Поскольку связь является функцией производных метрики, это не может быть массовым членом. Таким образом, нет обычного Механизм Хиггса в моделях шмелей, что приводит к массивному гравитон.

Этот результат предполагает, что пространство-время Риманово пространство-время. Если вместо этого Пространство-время Римана – Картана считается, то Механизм Хиггса становится возможным.^[18][19] Однако в данном случае это не гравитон что приобретает массу. Вместо этого именно спиновая связь становится массивной благодаря самопроизвольное нарушение Лоренца.

В Пространство-время Римана – Картана, ковариантные производные, действующие на локальные тензоры, содержат спин-соединение. Поскольку этот тип геометрии включает кручение, то спин-соединение предоставляет дополнительный набор динамических степеней свободы, которые могут распространяться.

Модели шмелей в Пространство-время Римана – Картана приводят к массовым терминам для спиновой связи через спонтанное нарушение локальной лоренцевой симметрии. Результирующие моды Намбу-Голдстоуна можно интерпретировать заново, как в Механизм Хиггса, как степени свободы, которые делают спиновую связь массивной. Однако поиск подходящих кинетических терминов для получившегося массивного спин-соединение, без призраки и тахионы, остается открытой проблемой.

Смотрите также

• Расширение стандартной модели
• Геометрия Римана – Картана
• Тестирование антивещества на нарушение Лоренца
• Лоренц-инвариантные осцилляции нейтрино
• Лоренц-инвариантная электродинамика

Рекомендации