Spin 2 in 2+1 dimensions

hep-th/9803083 arXiv:gr-qc/9803083v1 26 Mar 1998 UNIVERSIDAD SIMÓN BOLÍVAR SPIN 2 EN DIMENSIÓN 2+1 Trabajo final presentado a la Universidad Simón Bolı́var por el Lic. Pı́o J. Arias como requisito parcial para optar al tı́tulo de Doctor en Fı́sica Realizado con la asesorı́a del Prof. Carlos Aragone Febrero, 1994 ii A la memoria de mi padre, Pı́o José Arias B. A Zulay y Dafne iii RESUMEN En este trabajo se analizan dinámicamente distintas teorı́as masivas de spin 1 y spin 2, mostrando su equivalencia (entre teorı́as de igual spin) y su analogı́a (entre teorı́as de spin distinto). Se muestra una equivalencia canónica entre la teorı́a de spin 2 autodual y la teorı́a de gravedad Masiva Vectorial de Chern-Simons linealizada. Se introduce una teorı́a gravitatoria masiva curva, que no es invariante Lorentz en el espacio tangente, pero sı́ ante difeomorfismos. Se analiza la posibilidad de rotura de simetrı́a en la teorı́a de spin 1 Topológica Masiva, y en las teorı́as de spin 2 masivas Topológica Masiva y vectorial de Chern-Simons linealizadas. Se estudia el comportamiento anyónico de las distintas teorı́as de spin 1 y spin 2, consiguiendo el análogo gravitacional de la teorı́a de Chern-Simons vectorial pura. iv ÍNDICE GENERAL I INTRODUCCIÓN II TEORÍAS DE SPIN 1 MASIVO 1 7 1. La acción autodual . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7 2. La acción Topológica Masiva Vectorial . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10 3. La acción de Hagen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12 III TEORÍAS DE SPIN 2 MASIVO 15 1. La acción de Fierz-Pauli y la teorı́a de spin 2 autodual . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16 1.1 La acción de Fierz-Pauli y la condición de autodualidad . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16 1.2 La acción autodual . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18 1.3 Análisis canónico de la teorı́a de spin 2 autodual . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20 2. La acción de gravedad Topológica Masiva, linealizada . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24 3. La acción intermedia o la gravedad masiva Vectorial de Chern-Simons linealizada . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29 3.1 Análisis covariante . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29 3.2 Descomposición 2+1 y la forma invariante de calibre de SVl CS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30 3.3 Análisis canónico de SVl CS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35 2 4. Equivalencia canónica entre SAD y SVl CS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39 v 4.1 El conjunto común de vı́nculos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39 4.2 El hamiltoniano invariante de calibre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41 4.3 La extensión “invariante de calibre” de H0(V CS) . . . . . . . . . . 44 IV LA GRAVEDAD MASIVA VECTORIAL DE CHERN-SIMONS 47 1. La acción dentro de marco jerárquico de simetrı́as . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47 V ROTURA DE SIMETRÍA 54 1. Teorı́a de Proca-Chern-Simons . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54 1.1 La acción como producto de un proceso de rotura espontánea de simetrı́a . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54 1.2 Análisis covariante . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56 1.3 Descomposición 2+1 y le energı́a . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57 2. Teorı́a de Einstein autodual . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59 2.1 La acción. Análisis covariante . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59 2.2 Descomposición 2+1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64 3. La no viabilidad de romper la simetrı́a para la teorı́a T M . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65 3.1 La teorı́a con los dos términos de CS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65 3.2 La teorı́a T M con todas sus simetrı́as rotas . . . . . . . . . . . . . . 70 VI COMPORTAMIENTO ANYÓNICO EN TEORÍAS VECTORIALES Y DE GRAVEDAD LINEALIZADA 75 1. Spin y estadı́stica en dimensión 2+1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75 2. Implementación dinámica de estadı́stica fraccionaria . . . . . . . . . . 80 vi 3. Comportamiento anyónico en teorı́as vectoriales. . . . . . . . . . . . . . . . 83 3.1 Teorı́a de CS pura y la T M vectorial . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83 3.2 Las teorı́as autodual y T M , y el problema de los acoplamientos no minimales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86 3.3 La teorı́a de Hagen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88 4. Comportamiento anyónico en teorı́as de gravedad linealizada . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89 4.1 La posibilidad de tener anyones gravitacionales . . . . . . . . . 89 4.2 El parámetro de comportamiento anyónico para la teorı́a V CS linealizada y la T M linealizada . . . . . . . . . . . 92 4.3 Parámetro de comportamiento anyónico de la teorı́a AD y de la teorı́a de Einstein autodual . . . . . . . . 95 4.4 La teorı́a AD con acoplamiento no minimal . . . . . . . . . . . . . 97 VII CONCLUSIONES 100 Referencias . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103 Apéndice A . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107 Apéndice B . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114 Capı́tulo I INTRODUCCIÓN El estudio de teorı́as vectoriales y tensoriales en dimensión 2+1 (2 espaciales + 1 temporal) estuvo, inicialmente motivado por su conexión con el comportamiento de modelos, en 3+1 dimensiones, a altas temperaturas [1]. Sin embargo, en la actualidad, la fı́sica planar (en 2+1 dimensiones) posee un interés real intrı́nseco, ya que presenta caracterı́sticas propias que hacen sumamente atractivo su estudio y análisis en el contexto de la teorı́a cuántica de campos. Inclusive, al nivel mas fundamental se ha propuesto que a una escala planckiana los grados fı́sicos de libertad observables podrı́an ser mejor descritos por una red bidimenional que evoluciona con el tiempo [2]. En esta dimensión espacio-temporal aparecen naturalmente y exclusivamente los “anyones” [3], o partı́culas con spin y estadı́stica distintos a los que estamos acostumbrados en 3+1 dimensiones. Estas partı́culas podrı́an tener aplicaciones en fı́sica de la materia condensada [4,5]. En otro orden de ideas, la gravitación en 2+1 dimensiones es claro que tiene que jugar un papel importante en el estudio de fenómenos donde esten involucradas cuerdas cósmicas [6]. Las diferencias entre 2+1 y 3+1 dimensiones, empiezan a notarse si miramos las representaciones del grupo inhomogéneo de Lorentz, o grupo de Poincaré, en 2+1 dimensiones [7]. Si P m representa al generador de las traslaciones y M mn (= −M nm ) al generador de las transformaciones de Lorentz, el álgebra de Poincaré, 2 en 2+1 dimensiones, es [P m , P n ] = 0, (1,a) [J m , P n ] = −iεmnl Pl , (1,b) [J m , J n ] = iεmnl Jl , (1,c) donde J m ≡ (1/2)εmnl Mnl , se introduce por la antisimetrı́a de M mn . Mirando el sector del grupo de Lorentz L↑+ (grupo propio, ortocrono), observamos que J 0 es el generador de las rotaciones espaciales y −εij J j (εij = εij = εoij , i, j = 1, 2) genera los “boosts” en la dirección X i . (1,c) representa al álgebra del grupo de Lorentz SO(2,1) y es isomorfa a la del grupo SL(2, R ) por lo que estos grupos admiten el mismo grupo de recubrimiento. En 3+1 dimensiones las representaciones irreducibles estan caracterizadas por los autovalores de los casimires Pm P m y Wm W m , donde Wm ≡ (1/2)εmnrl P n M rl es el vector de Pauli-Lubanski. En cambio para 2+1 dimensiones el invariante de Pauli-Lubanski es un escalar (εmnl P m M nl = 2P m Jm ) . Ası́, las representaciones masivas están caracterizadas por los autovalores de Pm P m y Pm J m [8] (Pm P m + m2 )ψ = 0, (2,a) (Pm J m − mS)ψ = 0. (2,b) En (2,b) no hay ninguna restricción sobre el valor de S, que representa el spin o “helicidad” de la representación. Este hecho marca una gran diferencia con la contraparte en 3+1 dimensiones donde el autovalor del invariante de Pauli-Lubanski es −m2 S(S + 1) con S ∈ “ 12 Z′′ (conjunto de los múltiplos enteros de (1/2)), debido a la no abelianilidad del grupo de rotaciones en 3 dimensiones espaciales. En cambio, el grupo de rotaciones en el plano es abeliano, por lo que no hay restricciones para los autovalores del momento angular y, por ende, del spin. 3 En (2) observamos que para representaciones con masa nula, S no está bien definido. Sin embargo, existen dos realizaciones de estas representaciones con masa nula. Estas son la teorı́a de Maxwell, que es equivalente a la de un campo escalar, y la de Dirac, con espinores de dos componentes [7,9]. Para teorı́as con tensores de mas alto rango no hay excitaciones con masa nula. Existen análisis rigurosos donde se encuentra que las partı́culas creadas por campos localizables en regiones compactas poseen spin S ∈ “ 12 Z ”, y se cumple el teorema spin-estadı́stica. Esta restricción no existe para campos no localizables en regiones compactas, ni se obtiene información precisa respecto a la estadı́stica [10,11]. En 2+1 dimensiones las transformaciones impropias de paridad, P , e inversión temporal T estan definidas como P : (t, x, y) −→ (t, −x, y) ; T : (t, x, y) −→ (−t, x, y), (3) donde observamos que P no corresponde a la inversión espacial, como en 3+1 dimensiones. Esto se debe a que en el plano hacer inversión espacial es equivalente a una rotación. J 0 es sensible a P y T , por lo que bajo estas transformaciones S → −S , y puede probarse que el spin en 2+1 viola P y T [12]. Si quisieramos tener una teorı́a invariante bajo estas transformaciones discretas debemos tener presentes pares de partı́culas de igual masa y spines opuestos. En vista de lo expuesto anteriormente, si queremos una teorı́a de spin S 6= 0 , ésta debe ser necesariamente masiva, y si describe una sola excitación masiva, la teorı́a violará P y T . Para los casos de spin 1 y 2, sucede que podemos sumarle a las acciones de Maxwell, SM , y de Einstein, SE , respectivamente, un término ST M , de carácter topológico, y ası́ obtener una teorı́a masiva, consistente, con spin 1 ó 2 según el caso. Estos términos estan relacionados con las clases caracterı́sticas de Chern-Simons, de ahı́ la denominación de términos de Chern-Simons; además, violan P y T . A las teorı́as 4 resultantes se les llama teorı́as topológicas masivas (T M ) del spin correspondiente [13,14]. Estas teorı́as tienen, respectivamente, las mismas simetrı́as que SM y SE . Para la teorı́a T M vectorial (spin 1) y la gravedad T M linealizada (spin 2) tenemos una formulación equivalente de caracter autodual (AD) . Para el caso de spin 1, la ecuación de movimiento de la teorı́a autodual es como la “raı́z” de las ecuaciones de Proca para el campo vectorial [15,16]. Para el caso de spin 2 [17,18,31] las ecuaciones son como la “raı́z” de las ecuaciones de Fierz-Pauli. Estas teorı́as autoduales son equivalentes como teorı́as libres a las correspondientes teorı́as TM. Para spin 3 y 4 también es posible construir teorı́as masivas de caracter autodual [19,20]. Estas formulaciones autoduales estan relacionadas con una formulación relativista reciente de anyones [8]. Es posible, también construir “acciones maestras” para spin 1 [16] y spin 2 [18] las cuales sobre las ecuaciones de movimiento (“on shell”) se reducen a las acciones AD o T M , respectivas. Volviendo a los anyones, aunque todavı́a no existe una teorı́a de campos definitiva que describa partı́culas con estadı́stica y spin fraccionario, resulta interesante estudiar teorı́as donde las partı́culas bosónicas o fermiónicas adquieren spin y estadı́stica fraccionaria a través de un mecanismo externo. Un ejemplo de esto es el modelo que resulta de acoplar minimalmente partı́culas cargadas con un campo electromagnético y tener adicionalmente un término de Chern-Simons (CS) [10,21,22]. En este caso el término de CS hace que las partı́culas se “vean” como puntos singulares del flujo magnético, y el generador de las rotaciones adquiere una contribución determinada por el acoplamiento con el término de CS [23]. Este cuadro es igual al que aparece cuando se estudia la mecánica cuántica de dos anyones con parámetros estadı́stico θ [65]. La fase del efecto Aharanov-Bohm resulta ser proporcional a θ . Se dice, entonces, que la estadı́stica y spin del modelo han sido 5 implementados dinámicamente, y se hipotiza que este efecto pueda proveer las bases de una explicación teórica de la superconductividad a altas temperaturas crı́ticas [24,25]. En el caso de acoplamiento con teorı́as de gravedad linealizada, basándonos en la similitud que existe entre la acción no relativista de una partı́cula cargada en un campo electromagnético y la acción no relativista de una partı́cula masiva en un campo gravitatorio débil [26], podemos definir el análogo gravitacional del punto de flujo magnético y tendremos lo que se conoce como efecto Aharanov-Bohm gravitacional [27,28]. Este análogo gravitacional fue analizado recientemente [29,30], en el contexto de la gravedad T M linealizada. Sin embargo, la analogı́a con la teorı́a T M vectorial se obtiene en determinados casos. Queda abierto, en la actualidad, el problema de poder implementar estadı́stica y spin fraccionarios a nivel exacto, curvo. Relacionado con la implementación dinámica de spin y estadı́stica fraccionarios, tenemos el hecho de que cuando hay rotura espontánea de simetrı́a, no es posible esta implementación [32,33]. De manera que, resulta importante, entre otros aspectos, ver la viabilidad fı́sica de poder romper las simetrı́as de las acciones de spin 2 masivo, y su repercusión en el comportamiento anyónico de las teorı́as, viables, ası́ obtenidas. En el caso vectorial al romper espontáneamente la teorı́a de CS pura nos queda en la parte vectorial la acción autodual, para la teorı́a T M nos queda, en cambio, una teorı́a de Proca con un término de CS que describe dos excitaciones autoduales con masas distintas [34]. Para teorı́as de spin 3 esto se ha hecho, encontrando estrecha similitud con los casos vectoriales [20]. En este trabajo, se estudian teorı́as masivas de spin 1 y 2 desde un punto de vista comparativo, mostrando que los distintos fenómenos fı́sicos que ocurren en las teorı́as de spin 1 tienen una 6 analogı́a uniforme en spin 2. Presentamos la teorı́a curva que llamamos Gravedad Vectorial masiva de Chern-Simons (V CS) cuya teorı́a linealizada aparece como análogo de la teorı́a T M vectorial. Además, encontramos el análogo gravitacional de la teorı́a de Chern-Simons pura vectorial en el contexto de la implementación dinámica de anyones. Por último mostramos que sólo en la teorı́a de gravedad V CS linealizada podemos romper consistentemente las simetrı́as que esta presenta, a diferencia de la teorı́a de gravedad T M linealizada donde no es posible hacerlo. La organización es como sigue en el capı́tulo II analizamos las teorı́as de spin 1 masivo y las posibles equivalencias entre ellas. En el capı́tulo III realizamos un análisis análogo, mas extenso, de las teorı́as de spin 2 masivo. Parte de los análisis dinámicos hechos para spin 1 y spin 2, son hechos heurı́sticamente usando los proyectores que se introducen en el apéndice B. Además, mostramos una equivalencia canónica entre la acción autodual de spin 2 y la acción de la gravedad V CS linealizada, se analiza su posible conexión canónica con la teorı́a T M linealizada. En el capı́tulo IV presentamos la acción curva de la gravedad V CS . En el capı́tulo V, miramos las teorı́as con rotura de simetrı́a correspondientes a la acción T M vectorial, V CS linealizada y T M linealizada. Encontramos que en este último caso, este proceso no es consitente. Por último, en el capı́tulo VI estudiamos el comportamiento anyónico en teorı́as vectoriales y de gravedad linealizada. Observamos que permitiendo acoplamientos no minimales los parámetros de comportamiento anyónico son radicalmente distintos. Capı́tulo II TEORÍAS DE SPIN 1 MASIVO Las teorı́as de spin 1 masivo, por ser mas tratables que las de spin 2 masivo, resultan un laboratorio muy conveniente antes de abordar los problemas que querramos estudiar. En este capı́tulo analizamos tres teorı́as de spin 1 masivo que son equivalentes como teorı́as libres. Estas ya han sido presentadas y analizadas anteriormente [13-16,35,36], sin embargo damos aquı́ un análisis personal de ellas, el cual nos servirá de base al abordar el análisis de las teorı́as de spin 2 masivo. 1.- La acción autodual La acción de Proca, es la usual 1 1 SP =< − Fmn F mn − m2 ar ar >, 2 2 (1.1) con ecuaciones de movimiento ∂ m Fmn − m2 an = 0, (1.2) las cuales aseguran que se cumple la condición de Lorentz ∂ m am = 0 . Las dos componentes independientes que quedan corresponden a las excitaciones que se propagan en esta teorı́a. En D = 2+1 es posible hallar la “raı́z cuadrada” de la ecuación (1.2), ésta es [15] 8 ±εm ln ∂l an − mam = 0. (1.3) La ecuación (1.3) implica, igualmente, que ∂ m am = 0 . Covariantemente, usando los proyectores* P±m n = 21 (Pm n ± ξm n ) , la reescribiremos como [± 1/2 (P+m n − P−m n ) − m(P+m n + P−m n )]an = 0, (1.4) donde hemos usado el hecho de que am es transverso. Esta última ecuación, debido a que los P± son “ortogonales”, es equivalente a ±( 1/2 ∓ m)P+m n an = 0, (1.5,a) ±( 1/2 ± m)P−m n an = 0, (1.5,b) de donde observamos que el signo “mas” (“menos”) en (1.3) corresponde a una excitación fı́sica de masa m y spin +1(-1). Decimos que un campo vectorial am que verifica (1.3) es autodual. A la acción que tiene a la condición de autodualidad como ecuación de movimiento se le denomina acción Autodual (AD) de spin 1. Esta es [15] SAD = m < ar εrmn ∂m an − mar ar > . 2 (1.6) La acción SAD , a diferencia de la de Proca, es sensible a paridad (P ) e inversión temporal (T ) debido a la presencia del término de CS [14]. El signo del término −m2 ar ar debe ser el que tiene en la acción, ya que si lo cambiamos darı́a origen a un hamiltoniano no definido positivo. Sin embargo el término de CS puede tener cualquier signo, éste determina la helicidad de la propagación, tal como mostramos en (1.5). Una manera de construir un sistema invariante bajo P y T es tomar una acción, con dos campos de *Ver apéndice B 9 calibre a1m y a2m , donde el término de CS para cada campo de calibre tenga signo distinto y definir P y T de forma que incluya un cambio de los 2 campos [35]. Podemos mirar, rápidamente, la acción reducida de SAD . Descomponemos am en a0 = a, (1.7,a) ai = εij ∂j aT + ∂i aL . (1.7,b) Al hacer la descomposición 2+1 de SAD , aparece un vı́nculo cuadrático asociado a a0 que resolvemos a= 1 ∆aT , m (1.8) al sustituirlo nos lleva a la forma S= 1 < −2m∆aL ȧT − ∆aT ∆aT + m2 (aT ∆aT + aL ∆aL ) > . 2 (1.9) Haciendo las redefiniciones Q ≡ (−∆)1/2 aT (1.10,a) π = m(−∆)1/2 aL (1.10,b) llegamos a la forma final de la acción reducida 1 1 (red) SAD =< π Q̇ − ππ − Q(−∆ + m2 )Q > . 2 2 (1.11) De esta última relación observamos que la excitación es masiva, con masa m . Además distinguimos la densidad hamiltoniana H , en función de las variables independientes, pues L(red) AD ∼ pq̇ −H . Notamos, entonces, que: 1) H es definida positiva, 2) si cambiamos el signo de m2 en SAD terminaremos con una H no definida positiva, 3) el término de CS puede tener cualquier signo ya que H es invariante si cambio m por −m . 10 2.- La acción Topológica Masiva vectorial Esta teorı́a de spin 1 masivo es el centro de las otras teorı́as que aquı́ presentamos, ya que estas teorı́as por ser equivalentes a ella son tomadas como teorı́as alternas para la descripción de spin 1 masivo. La denominación de Topológica proviene del hecho que el término de CS tiene un significado topológico. Además, tiene la particularidad que el campo de calibre adquiere masa sin perder la invariancia de calibre usual. La acción T M es [13,14] ST M = 1 < −fr f r + 2fr εrmn ∂m an − µar εrmn ∂m an > . 2 (2.1) Esta acción es invariante bajo las transformaciones de calibre δam = ∂m ξ , δfm = 0 . Sus ecuaciones de movimiento f r = εrmn ∂m an , (2.2,a) εrmn ∂m fn − µεrmn ∂m an = 0, (2.2,b) nos conducen al sistema de ecuaciones, de segundo orden, para am ∂m F mr − µεrmn ∂m an = 0. (2.3) La helicidad de la excitación se obtiene si reescribimos (1.6) como [ (P+m r + P−m r ) − µ 1/2 (P+m r − P−m r )]ar = 0. (2.4) Si tomamos el calibre de Lorentz ∂ m am = 0 , es inmediato notar que la excitación tiene masa µ y spin +1. Un tratamiento mas riguroso [14] nos muestra que el spin de la excitación es µ/|µ| . Si hacemos la descomposición 2+1 de ST M , tendremos que f0 y a0 son multiplicadores de Lagrange asociados a los vı́nculos f0 = ∆aT , (2.5,a) f T = µaT , (2.5,b) 11 donde (2.5,a) es el vı́nculo cuadrático asociado a f0 y f T en (2.5,b) es la parte transversa de fi en el mismo espı́ritu de (1.7). Al sustituir (2.5) en la acción llegamos a (red) ST M = 1 < −2f L ∆ȧT − ∆aT ∆aT + f L ∆f L + µ2 aT ∆aT > . 2 (2.6) En (2.6) no aparece aL , que representa la componente de ai sensible a los cambios de calibre. Haciendo las redefiniciones Q ≡ (−∆)1/2 aT (2.7,a) π ≡ (−∆)1/2 f L (2.7,b) llegamos a 1 1 (red) ST M =< π Q̇ − ππ − Q(∆ + µ2 )Q >, 2 2 (2.8) que es idéntica a (1.11). Observamos que la excitación es masiva, con masa µ y tiene energı́a definida positiva. El signo de µ no afecta el resultado. La estructura de (2.6) es explı́citamente invariante de calibre. Podemos escoger el calibre † aL = 1 L f , µ (2.9) y, entonces, la acción (2.6) es idéntica a (1.9). Esta equivalencia entre la acción autodual y la T M fué reportada con anterioridad en el contexto de las acciones reducidas [16] y también en el contexto del formalismo canónico donde se observa que la acción autodual corresponde a la T M con el calibre fijado [36]. † Si partimos de (2.6) con el procedimiento canónico, resulta que el vı́nculo que genera las transformaciones de calibre es ζ = π L donde π L es el momento conjugado de aL . 12 3.- La acción de Hagen Otra forma alterna para describir spin 1 con invariancia de calibre constituye la acción propuesta por Hagen [37] µ λ rst 1 ε fr ∂s ft >, SH =< − f r fr + εrst fr ∂s at − εrst ar ∂s at − 2 2 2µ (3.1) donde ar y f r son independientes, λ es un parámetro numérico. Observamos que la particularidad que tiene SH es que se agrega un término,parecido al de CS , construido con el objeto fr , que puede pensarse como el dual de Fmn = ∂m an − ∂n am , aunque las ecuaciones de movimiento indican que no es exactamente ası́ λ rst ε ∂s ft = 0, µ εrst ∂s ft − µεrst ∂s at = 0. − f r + εrst ∂s at − (3.2,a) (3.2,b) Cuando λ = 0 fr es el dual de Fmn , pero este es el lı́mite donde SH |λ=0 = ST M . La acción SH es invariante bajo las transformaciones de calibre δam = ∂m ξ , δfm = 0 . Analizando covariantemente las ecuaciones (3.2), observamos que fr es transverso. Tomamos el calibre ∂r ar = 0 , ya que la parte longuitudinal de ar no aparece en las ecuaciones. Ası́ podemos reescribir (3.2) como −(P+ + P− )m r fr + − 1/2 (P+ − P− )m r fr − µ 1/2 λ (P+ − P− )m r ar + µ(P+ − P− )m r fr = 0, (3.3,a) (P+ − P− )m r ar = 0. (3.3,b) 1/2 1/2 De estas ecuaciones obtenemos P±m r fr = ±(1 − λ) 1/2 P±m r ar , (3.4) con lo que queda fr completamente determinado. Volviendo a (3.3,b) 13 1/2 [(1 − λ)(P+m r + P−m r ) 1/2 − µ(P+m r − P−m r )]ar = 0, (3.5) de donde observamos que tenemos una excitación masiva de masa µ/(1 − λ) y spin + 1. Además, el signo de (1 − λ) influye en la determinación de la helicidad que se propaga (aquı́ estamos suponiendo 1 > λ ). Este signo no influye en la positividad de la energı́a. λ = 1 constituye un valor singular. La acción reducida se obtiene análogamente a los dos casos ya presentados. f0 y a0 son multiplicadores asociados a los vı́nculos f T = µaT , f = (1 − λ)∆aT , (3.6,a) (3.6,b) Al sustituirlos en la acción, ésta queda explı́citamente invariante de calibre (no depende de aL ) (red) SH = 1 < −(1 − λ)2 ∆aT ∆aT + f L ∆f L + +µ2 aT ∆aT − 2(1 − λ)f L ∆ȧT >, 2 (3.7) y definiendo Q = (1 − λ)(−∆)1/2 aT , (3.8,a) π = (−∆)1/2 f L , (3.8,b) llegamos a (red) SH 1 µ 1 )2 )Q >, =< π Q̇ − ππ − Q(−∆ + ( 2 2 (1 − λ) (3.9) que es igual a ST(red) con masa µ/(1 − λ) . M Si λ → 1 en (3.7), tendremos que la acción resultante no aporta ninguna dinámica a los campos. En la acción (3.9) observamos 14 que la energı́a es definida positiva. Esto no depende del signo de µ (λ−1) que sólo determina la helicidad de la excitación. La equivalencia con ST M se observa si en el proceso de reducción cambiamos µ T por aT . La equivalencia con la autodual es (1−λ) por µ y (1 − λ)a inmediata. Capı́tulo III TEORÍAS DE SPIN 2 MASIVO En dimensiones mayores que tres la teorı́a que clásicamente se utiliza para describir al gravitón es la acción de Einstein. En el caso de D = 2 + 1 no sucede igual que con la acción de Maxwell, ya que la acción de Einstein en 2 + 1 no tiene grados dinámicos de libertad [40][41][42]. Sin embargo, podemos darle dinámica sumándole distintos términos los cuales además de proporcionarle masa a la teorı́a se combinan para dar teorı́as de spin 2 puro. En este capı́tulo nos ocuparemos de revisar los modelos de spin 2 masivo (gravedad linealizada masiva) y la equivalencia entre ellos. Todas estas teorı́as corresponden a la dinámica de un campo tensorial hmn que no es simétrico en m y n , ya que estamos pensando en la linealización del dreibein, em a = δm a + khm a . La conexión con el h(s) mn , simétrico, que corresponde a linearizar la métrica, (s) (s) gmn = ηmn + khmn , es hmn = hmn + hnm . Todas las teorı́as estarán en un fondo (background) plano. Observaremos que hay una estrecha analogı́a entre las teorı́as de spin 1 y 2. En esta analogı́a la teorı́a T M linealizada no aparece como el análogo a la T M vectorial. A esta última le corresponde la teorı́a de gravedad masiva vectorial de CS linealizada. 16 1. Acción de Fierz-Pauli y la teorı́a de spin 2 autodual 1.1 La acción de Fierz-Pauli y la condición de autodualidad La manera que usualmente se utiliza para proporcionar masa a la teorı́a de Einstein linealizada es sumándole el término de FierzPauli. La correspondiente acción es la de Fierz-Pauli (FP) SF P = SE − m2 < hpa hap − hp p ha a >, 2 (1.1) donde SE es la acción de Einstein linealizada* 1 < −2hpa εpmn ∂m ωn a + εa bc εpmn ηpa ωm b ωn c > . 2 Las ecuaciones de movimiento asociadas a SF P son SE = − (1.2) εpmn ∂p hma + δa n ωm m − ωa n = 0, (1.3,a) εpmn ∂m ωn a − m2 (hap − η pa hl l ) = 0. (1.3,b) De (1.3,a) se obtiene la expresión de ωm a en función de hm a 1 ωm a = − δm a εpls ∂p hls + εapl ∂p hlm , 2 (1.4) que al sustituir en (1.3,b) nos da el sistema de ecuaciones para hmn 1 [(εpmb εrsa − εpma εrsb )∂m ∂r − m2 (η sa η pb − η pa η sb )]hsb = 0. 2 (1.5) Esto puede reescribirse como 1 [− (εpms εarb + εpmb εars )∂m ∂r − m2 (η sa η pb − η pa η sb )]hsb = 0, 2 (1.6) donde, notamos que, el primer término es simétrico en p y a , y además sólo contribuye la parte simétrica de hsb . Esto debe ser ası́, ya que este término representa al tensor de Einstein linealizado. *Ver apéndice A 17 Utilizando los proyectores de las distintas partes irreducibles de hsb † , escribimos la ecuación (1.6) como [( − m2 )(PS2 − PS0 ) − m2 (PS1 − PE1 − PB0 − √ 0 2PSW − √ 0 2PW S )]h = 0, (1.7) donde P h , en cada caso, se sobreentiende que significa Pmn ls hls . 0 , sobre (1.7), obtenemos que Aplicando PS1 , PE1 , PB0 y PSW PS1 h = PE1 h = PS0 h = PB0 h = 0. (1.8) 0 0 De (1.8) tenemos que PW S h = 0 , lo que utilizamos al aplicar PW S sobre (1.7), y nos dice que 0 PW h = 0. (1.9) Nos queda, entonces, que la propagación es de spin 2 puro con masa m ( − m2 )PS2 h = 0, (1.10) 2 2 y, ya que PS2 = P+S + P−S tendremos que las 2 helicidades +2 y −2 se propagan en la teorı́a de Fierz-Pauli. Corroboramos, entonces, el hecho de que para tener una teorı́a que conserve P y T debemos tener las dos helicidades presentes con igual masa. La ecuación (1.10) es la condición que cumple la parte transt t t t versa, simétrica y sin traza, hTmn , de hmn (i.e. hTmn = hTnm , ∂ m hTmn = mn T t η hmn = 0 ). Esta ecuación puede factorizarse como en el caso de la acción de Proca ( − m2 )PS2 h = [ 1/2 2 2 (P+S − P−S ) − mPS2 ][− 1/2 2 2 (P+S − P−S ) − mPS2 ]h, (1.11) t y cuando hTmn cumple una ecuación homogénea con alguno de estos factores, decimos que verifica la condición de autodualidad † Ver apéndice B 18 [± 1/2 2 2 (P+S − P−S ) − mPS2 ]h = 0. (1.12) Para el caso de spin 1 el problema era mas sencillo, y afirmabamos que la condición de autodualidad constituı́a la “raı́z” de la ecuación de Proca. Aquı́ vemos que en todo caso es la “raı́z” de la ecuación de Fierz-Pauli sobre la parte transversa, simétrica y sin traza. 1.2 La acción autodual t La acción que conduce a la condición (1.12) para hTmn y que además describe una excitación masiva de spin 2 puro es la correspondiente a la teorı́a de spin 2 autodual [17,18,31] 2 SAD = m < hpa εprs ∂r hs a − m(hpa hap − hp p ha a ) > . 2 (1.13) En (1.13), el signo de m , como veremos, determina la helicidad de la excitación. El primer término de SAD se obtiene al linearizar el término de CS triádico [43] (TCS) que presentaremos en el capı́tulo siguiente, y el segundo término es el de Fierz-Pauli usual. Las ecuaciones de movimiento que surgen al hacer variaciones en SAD son εprs ∂r hs a − m(hap − η pa hl l ) = 0. (1.14) En función de proyectores el término T CS linealizado se escribe como 2 2 0 0 − P−S − PBS − PSB + hpa εprs ∂r hs a =hpa 1/2 [P+S 1 1 1 1 1 + (P+S − P−S + P+E − P−E )+ 2 1 1 1 1 1 + (P+SE − P−SE + P+ES − P−ES )]pa,sb hsb , 2 y el de F P como (1.15) 19 √ 0 0 pa,sb +PW hsb . (1.16) (hpa hap −hp p hl l ) = [PS2 +PS1 −PE1 −PS0 −PB0 − 2(PSW S )] Ası́, la ecuación (1.14) puede escribirse en términos de proyectores como [( 1/2 2 − m)P+S −( 1/2 1 2 + m)P−S + ( 2 1/2 1 1 − 2m)(P+S − P−E ) 1/2 1 1 1 1 1 1 1 (P+SE + P+ES − P−SE − P−ES ) − P−S )+ + ( 1/2 + 2m)(P+E 2 2 √ 0 0 0 0 + PSB ) + m(PS0 + PB0 + 2(PW (1.17) − 1/2 (PBS S + PSW )]h = 0. 1 1 Aplicamos P±S y P±SE a (1.17) y obtenemos 1 (± ( 2 1 (± ( 2 1/2 1/2 1 ∓ 2m)P±S ± ± 1 2m)P±SE 1/2 2 1 P±SE )h = 0, 1/2 ± 2 1 P±S )h = 0, (1.18,a) (1.18,b) 1 1 que al restarlas, nos dice que (P±S + P±SE )h = 0 . Si sustituimos esto en (1.18,a) tendremos que 1 P±S h = 0. (1.19) 1 1 Hacemos un procedimiento análogo aplicando P±E y P±ES sobre (1.17) y llegaremos a 1 P±E h = 0, (1.20) con lo que aseguramos que no hay propagación de las partes de 0 0 spin 1. Aplicamos ahora PW , PSB , PS0 sobre (1.17), obteniendo respectivamente √ 0 2mPW S h = 0, 0 (mPSB − 1/2 PS0 )h = 0, √ 0 0 ) − 1/2 PSB ]h = 0. [m(PS0 + 2PSW (1.21,a) (1.21,b) (1.21,c) 20 0 De (1.21,a) (con PSW ) es inmediato ver que PS0 h = 0 . Siguiendo con (1.21,b) tendremos que PB0 h = 0 . Por último con (1.21,c) concluimos que 0 PW h = PB0 h = PS0 h = 0. (1.22) Tenemos, entonces, que el sistema (1.17) es equivalente a [( 1/2 2 − m)P+S −( 1/2 2 + m)P−S ]h = 0, (1.23) t que es justamente la condición de autodualidad para hTmn . Además (1.23) muestra que la excitación fı́sica de masa m corresponde a la parte de helicidad +2. Si cambiamos m por −m , se propagará la parte de helicidad -2. Concluimos que la helicidad de la excitación es 2m/|m| , análogo al caso de spin 1. La positividad de la energı́a 2 puede verse si hacemos la decomposición 2+1 de SAD y obtenemos la acción reducida [18]. No presentamos esto aquı́ ya que en la 2 siguiente subsección hacemos el análisis canónico de SAD que nos servirá para estudiar su equivalencia con la acción linealizada de la gravedad masiva vectorial de Chern-Simons (VCS). 1.3 Análisis canónico de la teorı́a de spin 2 autodual Pasamos, ahora, al análisis canónico de la teorı́a autodual. Esto será utilizado para mostrar la equivalencia entre esta teorı́a y la intermedia [44] que será presentada en la sección 3. Hacemos, 2 entonces, la decomposición 2+1 de SAD llegando a la expresión (i, j, k y l = 1, 2) 2 SAD = m < − 2h00 (εij ∂i hj0 + mhii ) + 2h0k (εij ∂i hjk + mhk0 )+ 2 − hik εij ḣjk + hi0 εij ḣj0 + m(hii hjj − hij hji ) > . (1.24) Ahora hacemos las redefiniciones 21 n = h00 , (1.25,a) Ni = hi0 , (1.25,b) Mi = h0i , 1 Hij = (hij + hji ), 2 1 V = εij hij , 2 (1.25,c) (1.25,d) (1.25,e) donde hemos distinguido las partes simétrica antisimétrica de hij . 2 SAD toma la forma (2) SAD = m < − 2n(εij ∂i Nj + Hii ) + 2Mk (εij ∂i Hjk + mNk − ∂k V )+ 2 1 − m(Hij Hij − Hii Hjj ) − 2Ḣij [δij V − (εik Hkj + εjk Hki )] 4 − Ṅi εij Nj − 2mV V > . (1.26) n y Mk son multiplicadores asociados a los vı́nculos ψ ≡ εij ∂i Nj + mHii , ψk ≡ εij ∂i Hjk + mNk − ∂k V. (1.27,a) (1.27,b) 2,l es de primer orden, la definición de los momenDebido a que SAD tos conjugados, asociados a las variables dinámicas, no permite despejar ninguna de las velocidades. Ası́ que tenemos los vı́nculos primarios ∂L = π, ∂ V̇ ∂L m ϕi = πi − = πi + εij Nj , 2 ∂ Ṅi ∂L m ϕij = πij − = πij + mδij V − (εik Hkj + εjk Hki ). 4 ∂ Ḣij ϕ≡π− (1.28,a) (1.28,b) (1.28,c) 22 La densidad hamiltoniana sobre los vı́nculos es m2 (Hij Hij − Hii Hjj + V V ), 2 R ası́, definimos el hamiltoniano canónico Hc = dx2 Hc , con H0 = Hc = H0 + µnψ − µMi ψi + λϕ + λi ϕi + λij ϕij . (1.29,a) (1.30) Definimos los corchetes de Poisson a tiempos iguales entre las variables y sus momentos conjugados → → {V (x), π(y)} ≡ δ (2) (− x −− y ), → → {N (x), π (y)} ≡ δ δ (2) (− x −− y ), i j {Hij (x), πkl (y)} ≡ (1.31,a) (1.31,b) ij 1 → → (δik δjl + δil δjk )δ (2) (− x −− y ), 2 (1.31,c) → → donde se sobreentiende que xp = (t, − x ) y y p = (t, − y ) . Podemos, ası́, obtener los vı́nculos primarios → → {ΩA (x), ΩB (y)} = MAB (x)δ (2) ( − x −− y ), (1.32,a) ΩA (x) = (ψ(x), ψi(x), ϕ(x), ϕi(x), ϕij (x)), (1.32,b) ΩB (y) = (ψ(y), ψk (y), ϕ(y), ϕk (y), ϕkl (x)). (1.32,c) donde MAB (x) tiene la forma MAB (x) = con  (3×3) M1 (2×3) M2  0 (3×3) M1 (x) =  0 0 (3×2) M3 (2×2) M4 0 0 −∂k  , (1.33,a)  0 −∂i  , 0 (1.33,b) 23 (2×3) M2 (x) =  −εim ∂m −mδij −mδik − 12 (δik εjm ∂m + δjk εim ∂m )  −εkm ∂m (3×2)  M3 (x) = m∂ik 0 (2×2) M4 (x) =  mεik 0 0 mδij   mδkl − 21 (δil εkm ∂m + δik εlm ∂m )  , −mδkl 0 (εik δjl + εil δjk + εjk δil + εjl δik ) −m 4 , (1.33,c) (1.33,d)  . (1.33,e) Miramos la conservación de los vı́nculos (1.34,a) ψ̇ = εij ∂i λj + mλii , (1.34,b) ψ̇i = −∂i λ + mλi + εkl ∂k λli , ϕ̇ = −2m2 V + m(∂i Mi − λii ), (1.34,c) ϕ̇i = m2 Mi + mεik λk − mεij ∂j n, (1.34,d) ϕ̇ = m2 δij (Hkk − n) − m2 Hij + λmδij + − m (εik λkj + εjk λki ), 2 m (εjm ∂m Mi + εim ∂m Mj )+ 2 (1.34,e) donde pareciera que no hay vı́nculos adicionales. Sin embargo, si hacemos la combinación θ =ϕ+ψ− 1 ∂i ϕi , m (1.35) resulta que θ̇ = −2m2 V . θ conmuta con todos los vı́nculos primarios y, por tanto, surge el vı́nculo secundario θe = V. (1.36) La conservación de θe no proporciona ningún vı́nculo adicional. La consistencia θė = 0 implica que λ = 0 . Ası́ que podemos eliminar a V y π de la teorı́a. 24 Tomamos a θ por ψ . El sistema, finalmente, estará descrito por H0 = m2 (Hij Hij − Hii Hjj ), 2 (1.37,a) sometido a los vı́nculos 1 1 ∂i πi + mHii + εij ∂i Nj , m 2 m ϕi = πi + εij Nj , 2 ψi = εkl ∂k Hli − mNi , m ϕij = πij − (εik Hkj + εjk Hki ), 4 θ=− (1.37,b) (1.37,c) (1.37,d) (1.37,e) donde ya hemos eliminado a π y V . El conteo de grados de libertad nos da correcto: 10 variables (Ni , πi , Hij , πij ) sometidas a 8 vı́nculos (θ, ϕi , ψi , ϕij ) quedando 2 grados de libertad correspondientes a la única variable dinámica, mas su momento conjugado. 2. La acción de gravedad Topológica Masiva, linealizada La ación de gravedad TM linealizada es ST2,lM = 1 pa (s) pa (s) < −εlmr ∂l h(s) )ηra + µh(s) ) >, mp G (h pa G (h 4µ (2.1) donde el tensor de Einstein linealizado ⋆ 1 (s) Gpa (h(s) ) = − εprs εalp ∂r ∂l hsb , 2 (2.2) ha sido escrito en forma conveniente para los cálculos. Observamos que el signo del término correspondiente a la acción de Einstein es contrario al que tendrı́a en la acción SE (ver 1.2) si sustituyeramos (1.4). ST2,lM es invariante bajo las transformaciones de calibre δhs b = ∂s ξ b ; δh(s) pm = ∂p ξm + ∂m ξp . ⋆ Ver apéndice A (2.3) 25 Reescribimos, ahora, ST2,lM en función de los proyectores de las distintas partes de hs b ST2,lM = 1 < h(s) 8µ 1/2 2 2 (P+S − P−S )h(s) − µh(s) (PS2 − PS0 )h(s) > . (2.4,a) Ası́, las ecuaciones de movimiento de esta acción son 1 [ µ 1/2 2 2 (P+S − P−S )h(s) − µ (PS2 − PS0 )h(s) ] = 0. (2.4,b) 0 (s) Observamos que de (2.4,b) PW h = PS1 h(s) = 0 y 1 ( µ 1 ( − µ PS0 h(s) = 0, (2.5,a) 1/2 2 − µ)P+S h(s) = 0, (2.5,b) 1/2 2 + µ)P−S h(s) = 0, (2.5,c) de donde no podemos concluir, inmediatamente, que no hayan excitaciones de masa cero. En el calibre armónico ∂m hmn = 0, (2.6) i.e. h(s) = (PS2 + PS0 )h(s) , el inverso del operador diferencial de las ecuaciones de movimiento es 1 △ = − (PS0 + µ 2 P+S − −µ 1/2 µ 2 P−S ), +µ 1/2 (2.7) 2 2 − P−S ) − µ (PS2 − PS0 )] = −µ(PS2 + PS0 ) . Podemos donde △[ 3/2 (P+S reescribir △ como △= 1 (PS2 − PS0 ) − 1 1/2 ( 1 1/2 −µ 2 P+S + 1 1/2 +µ 2 P−S ). (2.8) 2 Los proyectores P±S pueden escribirse, convenientemente, como 26 1 2 ls 1 [P mn ± (Pm l ξm s + Pn l ξm s + Pm s ξm l + Pn s ξm l )] 2 S 4 1 2 1 ≡ [PS ± “P ξ ”], (2.9) 2 4 2 ls P±S mn = de esta forma llegamos a la forma final de △ △= 1 (PS2 − PS0 ) − 1 1 µ “P ξ ”. PS2 − 2 2 −µ 4( − µ ) 1/2 (2.10) En componentes 1 (Pm l Pn s + Pm s Pn l − 2Pmn P ls )+ 2 1 − (Pm l Pn s + Pm s Pn l − Pmn P ls )+ 2( − µ2 ) µ (Pm l εn rs + Pn l εm rs + Pm s εn rl + Pn s εm rl )∂r , (2.11) − 4( − µ2 ) △mn ls = donde el primer término es justamente el propagador de Einstein con el signo opuesto [40]. Cuando acoplamos con una fuente ex(s) terna conservada (i.e. T mn con ∂m T mn = 0 ), al despejar hmn en mn función de T y sustituirlo en la acción, la contribución de este término es ∼< T mn 1 Tmn − T m m 1 T n n > . Esta contribución es de contacto. Esto puede verse si descomponemos T mn en sus componentes independientes T 00 , T 0i = εij ∂j T T + ∂i ((−∆)−1 Ṫ 00 ) y T ij = (δij ∆ − ∂i ∂j )T + ∂i ∂j (−∆)−2 T̈ 00 + (εik ∂k ∂j + εjk ∂k ∂i )(−∆)Ṫ T , en cuyo caso 1 1 < T mn Tmn − T m m T n n >∼< T T T T + T 00 T > . (2.12) Vemos, ahora, que no hay polos de masa cero en el propagador. El signo de la acción de Einstein cobra relevancia cuando miramos la positividad de la energı́a. Hacemos la descomposición 2+1 de ST2,lM , empezando con (2.1) en función de h(s) mn es explicitamente ası́ 27 ST2,lM = − 1 < ( h(s)n p − ∂t ∂ n h(s)t p )εpsq ∂s h(s) qn + 8µ mpr als + µ∂m h(s) ε ∂l h(s) pa ε sr > . (2.13) En un primer paso llegamos a ST2,lM = − 1 (s) (s) (s) (s) (s) (s) <2εij ∂i hj0 ∂k ḣk0 + ∆h0i εij hj0 − ∆hik εij ḣjk + 8µ (s) (s) (s) (s) (s) (s) (s) (s) (s) (s) − ∂l hli εij ∂k hkj − 2∂k ḣki εij ḣj0 − µḣii hjj + (s) (s) + 2εij ∂i ḣjk ḣk0 + εij ∂i hjk ∂k ḣ00 + µḣij ḣij + (s) (s) (s) (s) (s) + 4µḣi0 (∂i hjj − ∂j hij ) + ḧik εij ḣjk + (s) (s) (s) (s) (s) + 2εij ∂i hjk (∆hk0 − ∂k ∂l hl0 ) − 2µhi0 ∆hi0 + (s) (s) + 2µh00 [∆hii − ∂i ∂j hij − (s) ∆ (s) εij ∂i hj0 ]+ µ (s) − 2µ∂i hi0 ∂jn hj0 > . (2.14) Hacemos la descomposición (s) (2.15,a) (s) (2.15,b) h00 = 2n, h0i = 2εij ∂j nT + 2∂i nL , (s) hij = 2(δij ∆ − ∂i ∂j )hT + 2∂i ∂j hL + 2(εij ∂k ∂j + εjk ∂k ∂i )hT L , (2.15,c) (s) donde los factores de 2 surgen al aplicar la equivalencia entre hmn y hmn no simétrico, cuya parte antisimétrica (de la forma ∼ εmnl V l ) (s) no aparece en (2.15). Las componentes de hmn ante transformaciones de calibre, con parámetros ξm (ξ0 = ξ, ξi = εij ∂j ξ T + ∂i ξ L ) , cambian como 1 T ξ , δhL = ξ L , 2 1 1 δn = ξ̇ , δnT = ξ̇ T , δnL = (ξ + ξ˙L ), 2 2 δhT = 0 , δhT L = (2.16) 28 donde observamos que hT es la única componente de h(s) mn invariante de calibre. Sin embargo, algunas combinaciones de ellas podrı́an, también, ser invariantes. (s) ST2,lM en función de las distintas componentes de hmn queda como ST2,lM = − 1 < ∆n[µ∆hT + ∆(nT − ḣT L )]+ µ + µ∆(nT − ḣT L )∆(nT − ḣT L )+ − 2∆ṅL ∆(nT − ḣT L ) + ∆2 hT L ∆(nT − ḣT L )+ − 2µ∆ṅL ∆hT − ∆ḧT ∆(nT − ḣT L )+ + ∆ḧL ∆(nT − ḣT L ) − µ∆ḣT L ∆ḣL >, (2.17) donde hemos destacado la combinación invariante de calibre nT − ḣT L . Hacemos la sustitución N = nT − ḣT L , (2.18) que es equivalente a hacer una fijación, parcial, de calibre, ya que corresponderı́a a tomar hT L = 0 . De esta forma n aparece como un multiplicador de Lagrange asociado al vı́nculo µ∆hT + ∆N = 0, (2.19) que permite despejar N en función de hT . El rol de n , como multiplicador, esta acorde con la forma como transforma bajo cambios de calibre. Luego de sustituir (2.18) y (2.19) en (2.17) llegamos a la forma reducida final de ST2,lM 2,l(red) ST M =< ∆ḣT ∆ḣT + ∆hT (∆ − µ2 )∆hT >, (2.20) donde no aparecen hL y nL . Estos pueden fijarse con el calibre residual que tenemos. En (2.20) observamos que esta acción corresponde a la de un sólo grado dinámico de libertad con masa µ y 29 energı́a definida positiva. Este resultado no depende del signo de µ en (2.1) y sı́ del signo de la acción de Einstein, ya que cambiarle el signo a SE equivale a multiplicar ST2,lM por -1 y cambiar µ por −µ . 3. La acción intermedia, o la gravedad masiva Vectorial de ChernSimons linealizada 3.1 Análisis covariante Una manera alterna de describir una teorı́a de spin 2 masivo, se logra con la acción intermedia [17,18] SVl CS = 1 < 2hpa εpmn ∂m ωn a − εa bc εpmn ηpa ωm b ωn c − µhpa εprs ∂r hs a >, (3.1) 2 donde el subı́ndice V CS proviene del hecho que es la linealización de la teorı́a curva llamada gravedad masiva vectorial de ChernSimons, introducida posteriormante [43] a la presentación de la acción intermedia [17,18]. Esta acción de spin 2 masivo fué considerada inicialmente como una acción “intermedia” entre la acción 2 “maestra” de tercer orden que es equivalente a SAD y ST2,lM [18]. SVl CS es invariante bajo las transformaciones de calibre δhmn = ∂m ξn , (3.2) al igual que la acción T M linealizada. Las ecuaciones de movimiento de SVl CS son εpmn ∂m ωn a − µεprs ∂r hs a = 0, (3.3,a) εpmn ∂m hn a − ω ap + η ap ωl l = 0, (3.3,b) donde (3.3,b) al igual que (1.3,a) permite despejar ωp a en función de hp a . Con esto conseguimos el sistema de segundo orden, que satisface hp a 30 1 ( εpma εsrb − εpmb εsra )∂m ∂r hsb − µεpmn ∂m hn a = 0. 2 (3.4) Podemos ver cual es el espectro fı́sico de la teorı́a si escribimos (3.4) en función de los proyectores de las distintas partes de hbn 2 2 0 0 [ (PS2 − PS0 ) − µ 1/2 (P+S − P−S − PBS − PSB )+ µ 1/2 1 1 1 1 1 (P+S − P−S + P+SE − P−SE + P+E + − 2 1 1 1 − P−E + P+ES − P−ES )]h = 0, (3.5) y escogemos el calibre armónico ∂m hmn = 0 que es equivalente a* hT = T h 1 1 1 = [PS2 + PS0 + PB0 + (PSE + PES + PS1 + PE1 )]h, 2 (3.6,a) o 1 1 1 0 − PES )]h = 0. [PW + (PS1 + PE1 − PSE 2 (3.6,b) Es inmediato notar que PS0eh = PB0 eh = PS1eh = PE1 eh = 0 , donde eh = 1/2 h , y que ( 1/2 2 e ∓ µ)P±S h = 0, (3.7) donde se muestra que eh representa una excitación masiva de masa µ y helicidad +2. Si cambiamos µ por −µ la helicidad será -2. Ası́ SVl CS describe una excitación masiva de helicidad 2µ/|µ| . 3.2 Descomposición 2+1 y la forma invariante de calibre SVl CS Verifiquemos lo heurı́sticamente encontrado haciendo la descomposición 2+1 de SVl CS . En un primer paso tendremos *Ver apéndice B 31 SVl CS = 1 < − 2h00 [εij ∂i ωj0 − µεij ∂i hj0 ]+ 2 − 2ω00 [ωii + εij ∂i hj0 ] + h0k [εij ∂i ωjk − µεij ∂i hjk ]+ + 2ω0k [ωk0 + εij ∂i hjk ] + 2hi0 εij ω̇j0 + − µhi0 εij ḣj0 − 2hik εij ω̇jk + µhik εij hjk + + ωii ωjj − ωij ωji >, (3.8) donde hemos partido de la expresión de primer orden, pues, facilita el proceso de reducción. Observamos que h00 , h0k son multiplicadores de Lagrange (lo que es de esperarse, pues bajo cambios de calibre transforman como δh00 = ξ̇0 , δh0k = ξ̇k ); ası́ como ω00 y ω0k . Hacemos la descomposición para h00 = n, (3.9,a) hi0 = εij ∂j (nT + v L ) + ∂i (nL − v T ), (3.9,b) h0i = εij ∂j (nT − v L ) + ∂i (nL + v T ), (3.9,c) hij = (δij ∆ − ∂i ∂j )hT + ∂i ∂j hL + + (εik ∂k ∂j + εjk ∂k ∂i )hT L + εij V, (3.9,d) ω00 = γ, (3.9,e) ωi0 = εij ∂j (γ T + λL ) + ∂i (γ L − λT ), (3.9,f) ω0i = εij ∂j (γ T − λL ) + ∂i (γ L + λT ), (3.9,g) ωij = (δij ∆ − ∂i ∂j )ω T + ∂i ∂j ω L + + (εik ∂k ∂j + εjk ∂k ∂i )ω T L + εij λ, (3.9,h) Con estas definiciones resolvemos los vı́nculos asociados a h00 , h0k , ω00 y ω0k , obteniendo 32 ∆ω T = µ∆hT , (3.10,a) 2 ∆(∆ − µ ) T h , µ ∆ω T L + λ = µ(∆hT L + V ), ∆ω L = − ∆ T h , µ = εij ∂j ∆hT + ∂i (∆hT L + V ). ∆(nT + v L ) = ωi0 2 (3.10,b) (3.10,c) (3.10,d) (3.10,e) Al sustituir la solución de los vı́nculos en (3.8), llegamos, casi, a la forma final de la acción reducida SVl CS =< 2∆ḣT ∆ω T L + ∆hT (∆ − µ2 )∆hT + µ2 ∆hT L ∆hT L + + µ2 V V + 2µ2 V ∆hT L − 2µ∆hT L ∆ω T L − 2µ∆ω T L V > =< 2∆ḣT ∆ω T L + ∆hT (∆ − µ2 )∆hT − 2µ∆ω T L (V + ∆hT L )+ + µ2 (∆hT L + V )(∆hT L + V ) >, (3.11) donde observamos que todavı́a hay un vı́nculo cuadrático asociado a ∆hT L + V , cuya solución es ∆hT L + V = ∆ TL ω . µ (3.12) sustituyendo (3.12) en (3.11) llegamos a la forma final de SVl CS l (Red) SV CS =< 2∆ḣT ∆ω T L + ∆hT (∆ − µ2 )∆hT − ∆ω T L ∆ω T L > . (3.13) Definimos y SVl(red) CS se escribe como Q= √ 2(−∆)hT , (3.14,a) π= √ 2(−∆)ω T L , (3.14,b) 33 l (red) SV CS 1 1 =< π Q̇ − Q(−∆ + µ2 )Q − ππ >, 2 2 (3.15) que, justamente, muestra que SVl CS describe una sóla excitación masiva, con masa µ , y la teorı́a tiene energı́a definida positiva, independiente del signo de µ . Observemos que luego de resolver los vı́nculos asociados a ω00 , ω0k , h00 y h0k , quedan indeterminados entre otras variables nL − v T y hL y que, luego de sustituir la solución de ellos, estas dos variables ya no aparecen. Miremos como cambian las distintas componentes de hmn (ξm = (ξ, ξi = εij ∂j ξ T + ∂i ξ L )) δh00 = ξ̇ , δh0i = ξ̇i , (3.16,a) δ(nT + v L ) = 0 , δ(nL − v T ) = ξ, (3.16,b) δhT = 0 , δhL = ξ L , 1 1 δhT L = ξ T , δV = − δξ T . 2 2 (3.16,c) (3.16,d) Observamos que h00 , h0i transforman acorde a su rol. Luego de sustituir (3.10), la acción (3.11) todavı́a es invariante de calibre y se expresa sólo en función de cantidades invariantes de calibre (ver que δξ (∆hT L +V)=0), ya que no fué necesario explotar la invariancia de calibre para resolver los vı́nculos. Ası́, estas variables que “desaparecen” son fijadas libremente y SVl(red) CS no depende del calibre que fijemos en su reducción. Esto puede verse si partimos de la acción de segundo orden de SVl CS , que escribimos como SVl CS = − 1 < hpa (Gpa + µεprs ∂r hs a ) >, 2 (3.17) donde observamos que el factor que multiplica a hpa es transverso en p e invariante de calibre, lo cual asegura que SVl CS es invariante de calibre pues cambia como una derivada total. Si definimos W pa ≡ εprs ∂r hs a , tenemos que 34 W00 = ∆(nT + v L ), (3.18,a) W0i = εik ∂k ∆hT + ∂i (∆hT L + V ), (3.18,b) Wi0 = εik ∂k (n − ṅL + v̇ T ) + ∂i (ṅT + v̇ L ), 1 Wij = (δij ∆ − ∂i ∂j )(nT − v L − ḣT L − V̇ )+ (−∆) 1 V̇ )+ + ∂i ∂j (ḣT L − (−∆) 1 + (εij ∂k ∂j + εjk ∂k ∂i )(nL + V T − ḣL + ḣT )+ 2 1 + εij (nL + v T − ḣL − ḣT ), 2 2 T G00 = −∆ h , (3.18,c) G0i = Gi0 = εij ∂j (∆ḣT L − ∆nT ) − ∂i ∆ḣT , (3.18,d) (3.18,e) (3.18,f) Gij = (δij ∆ − ∂i ∂j )(2ṅL − n − ḧL ) − ∂i ∂j ḧT + + (εik ∂k ∂j + εjk ∂k ∂i )(ḧT L − ṅT ). (3.18,g) Ası́, expresamos SVl CS como SVl CS =<∆hT ∆(n − 2ṅL + ḧL ) + ∆(nT − ḣT L )∆(nT − ḣT L )+ + µ∆(nT + v L )(ṅL − v̇ T − n)+ + µ∆(∆hT L + V )(ḣL − v T − nL )+ + µ∆hT (∆hT L + V̇ − ∆(nT − v T )) > (3.19) que podemos escribir de forma mas sugestiva como SVl CS =<ρ(∆hT − µ(nT + v L )) + σ(µ(∆hT L + V ) − ∆ḣT ) + θ 2 + − µ∆hT [(∆ḣT L + V̇ ) + µ∆hT − ∆(nT + v L )] >, donde ρ, σ y θ son las combinaciones invariantes de calibre (3.20) 35 ρ = ∆(n − (ṅL − v̇ T )), (3.21,a) σ = ∆(ḣL − (nL + v T )), ∆ θ = ((nT − v L ) − 2ḣT L + (nT + v L ) − 2µhT ) 2 = ∆(nT − ḣT L − µhT ), (3.21,b) (3.21,c) Haciendo variaciones respecto a ρ, σ y θ , llegamos a SVl CS =< ∆hT ( − µ2 )∆hT >, (3.22) que corresponde a un sólo grado de libertad con energı́a definida positiva. 3.3 Análisis canónico de SVl CS Hacemos, ahora el análisis canónico de la acción linealizada de la gravedad V CS . Esto será utilizado para estudiar la equivalencia 2 canónica entre SVl CS y SAD [44]. Partimos de la forma de SVl CS a segundo orden SVl CS = 1 1 < εpmb ∂p hma εrsa ∂r hsb − εpmn ∂p hmn εlrs ∂l hrs + 2 2 − µhpa εprs ∂r hs a > . (3.23) Hacemos la descomposición 2+1 y llamamos n, Ni , Mi , Hij + εij V respectivamente a h00 , hi0 , h0i , hij , como en (1.25). Llegamos ası́ a 36 µ SVl CS =<Ṅi ( εij Nj + ∂i Hjj − ∂j Hij )+ 2 1 1 + Ḣij [δij (µV + ∂k Mk − Ḣkk ) + Ḣij + 2 2 1 µ − (∂i Mj + ∂j Mi ) − (εik Hkj + εjk Hki )]+ 2 4 + n[(∆δij − ∂i ∂j )Hij + µεij ∂i Nj ] − µεij ∂i Hjk Mk + 1 1 − (Ni + Mi )∆(Ni + Mi ) − ∂i (Ni + Mi )∂j (Nj + Mj )+ 4 4 − µV ∂i Mi > . (3.24) Si definimos los momentos conjugados a las variables dinámicas Ni , Hij πi ≡ ∂L ∂L , πij ≡ , ∂ Ṅi ∂ Ḣij (3.25) sucede que podemos despejar Ḣij µ 1 Ḣij = πij − δij (πll − µV ) + (∂i Mj + ∂j Mi ) + (εik Hkj + εjk Hki ), 2 4 (3.26) y tenemos el vı́nculo primario ϕi = πi + ∂j Hij − ∂i Hjj − µ εij Nj . 2 (3.27) n es un multiplicador de Lagrange. Sin embargo, escribimos primero el hamiltoniano, cuya densidad es Hc = πij Ḣij + πi Ṅi − L 1 1 1 1 = (Ni ∆Ni ) + ∂i Ni ∂j Nj + πij πij − πii πjj + 4 4 2 2 µ2 µ2 µ2 + Hij Hij − Hii Hjj − εij Hik πkj + 8 16 2 + n[∂i ∂j Hij − ∆Hii − µεij ∂i Nj ]+ 1 3 µ 1 + Mi [ ∆Ni − ∂i ∂j Nj + µεkl ∂k Hli − εij ∂k Hjk − ∂j πij ]+ 2 2 4 4 + µV [πii − µV ], (3.28) 37 donde observamos que además de n , Mi y V también son multiplicadores. Los vı́nculos primarios adicionales son 1 πii (3.28,a) 2µ ψ ≡ −(δij ∆ − ∂i ∂j )Hij − µεij ∂i Nj (3.28,b) 1 3 µ ψi ≡ (δij ∆ − ∂i ∂j )Nj + µεkl ∂k Hli − εij ∂k Hjk − ∂j πij . (3.28,c) 2 4 4 ϕ≡V − Sustituimos ϕ en Hc y comenzamos el procedimiento canónico con Hc = H0 + nψ + Mi ψi + λi ϕi , (3.29) con ψ, ψi , ϕ como en (3.28) y 1 1 1 1 H0 = Ni ∆Ni + ∂i Ni ∂j Nj + πij πij − πii πjj + 4 4 2 4 2 2 µ µ µ + Hij Hij − Hii Hjj − εij Hik πkj . 8 16 2 (3.30) El álgebra entre los vı́nculos primarios es → → {ΩA (x), ΩB (y)} = MAB (x)δ (2) ( − x −− y ), (3.31) con ΩA = {ψ, ψi, ϕi } , ΩB = {ψ, ψk , ϕk } y  0 MAB (x) =  0 µεil ∂l 0 0 0  µεkl ∂l 0  −εik (3.32) La conservación de los vı́nculos sólo aporta relaciones entre los multiplicadores, por lo que el procedimiento termina. Podemos tomar la combinación θ ≡ ψ − ∂i ϕi por ψ , y entonces el álgebra de los vı́nculos tendrı́a (ΩA = (θ, ψi, ϕi ))  0 MAB (x) =  0 0 0 0 0  0 0 , −µεik (3.33) 38 y Hc serı́a (θ = −∂i πi − µ2 εij ∂i Nj ) Hc = H0 + nθ + Mi ψi + (λi + ∂i n)ϕi . (3.34) MAB (x) muestra que θ y ψi son de primera clase. Las transforma- ciones de calibre son: δ(∗) = Z {(∗), ξa(x′ )Ψa (x′ )}d2 x′ (3.35) donde Ψa son los vı́nculos de primera clase y ξ es el parámetro de la transformación. Ası́ δHij = = = Z Z d2 x′ {Hij (x), ξ(x′ )θ(x′ ) + ξk (x′ )ψk (x′ )} d2 x′ {Hij (x), −ξ k (x′ )(∂l πlk (x′ )} 1 (∂i ξj + ∂j ξi ), 2 (3.36,a) y análogamente δNi = ∂i ξ, (3.36,b) como era de esperarse. Para los momentos 1 1 εij ∂j ξ − (δij ∆ − ∂i ∂j )ξj , 2 2 µ δπij = (δij εkl ∂k ξl − (εik ∂k ξj + εjk ∂k ξi )), 4 δπi = (3.37,a) (3.37,a) y para V 1 1 δπii = εij ∂i ξj 2µ 2 1 = εij δhij . 2 δV = (3.37,b) Por último el hamiltoniano es invariante de calibre, trivialmente, por la conservación de los vı́nculos de primera clase 39 δHc = 0 (3.38) 2 4. Equivalencia canónica entre SAD y SVl CS 4.1. El conjunto común de los vı́nculos Habı́amos llegado en el análisis de la teorı́a autodual a que el problema dinámico correspondı́a a tomar (AD) H0 = m2 (Hij Hij − Hii Hjj ), 2 (4.1) sometido a los vı́nculos 1 1 ∂i πi + mHii + εij ∂i Nj , m 2 m ϕi = πi + εij Nj , 2 ψi = εkl ∂k Hli − mNi , m ϕij = πij − (εik Hkj + εjk Hki ). 4 θ=− (4.2,a) (4.2,b) (4.2,c) (4.2,d) En este problema habı́an sido eliminados V y su momento conjugado π ya que V = π = 0 . Análogamente para la acción linealizada de la gravedad V CS tenemos (V CS) H0 µ2 µ2 1 1 = Hij Hij − Hii Hjj + πij πij − πii πjj + 8 16 2 4 µ 1 1 − εij Hik πkj + Ni ∆Ni + ∂i Ni ∂j Nj , 2 4 4 (4.3) sometido a los vı́nculos θ = −∂i πi − µ εij ∂i Nj , 2 3 µ 1 (δij ∆ − ∂i ∂j )Nj + µεkl ∂k Hli − εij ∂k Hjk − ∂j πij , 2 4 4 µ ϕi = πi + ∂j Hij − ∂i Hjj − εij Nj , 2 ψi = (4.4,a) (4.4,b) (4.4,c) 40 donde V fué eliminado a través del vı́nculo V = (1/2µ)πii . Si miramos nuevamente a ϕij de la autodual antes de sustituir V = 0 (ec. (1.28,c)) observamos que la relación entre V y πii es la misma que aquı́. Tomaremos de aquı́ en adelante m = µ . Observamos que si utilizo los vı́nculos de la teorı́a autodual (4.2) en la densidad H0(V CS) obtengo H0(AD) (ver la ec. (4.20), mas adelante). Ası́, los tres vı́nculos adicionales de la teorı́a autodual podrı́an corresponder a una fijación de calibre en la teorı́a V CS linealizada. De hecho θ(de la V CS) = −∂i ϕi (de la AD), (4.5,a) 1 εik ∂k (∂l ϕl + µθ)(de la AD), (4.5,b) ψi (de la V CS) = −∂j ϕij − 2µ ϕi (de la V CS) = ϕi − εij ψj (de la AD), (4.5,c) Por lo tanto, lo que “sobra” en (4.2) deberı́a corresponder a una fijación de calibre. Esto es χ = εij ∂i ϕj , 1 χ1 = θ + ∂i ϕi , µ χ2 = δij ∆ϕij . (4.6,a) (4.6,b) (4.6,c) Es fácil ver que estas últimas definiciónes son el “faltante” de (4.2). Del conjunto inicial θ, ϕi , ϕij , ψi la correspondencia de sus distintas componentes con los vı́nculos de la teorı́a V CS linealizada es: θ(V CS) ∼ ∂i ϕi (AD) , ψi (V CS) ∼ ∂j ϕij (AD) , ϕi (V CS) ∼ ψi (AD) . Luego χ ∼ εij ∂i ϕj (AD) , χ1 ∼ θ(AD) , χ2 ∼ ϕii (AD) . El conjunto común de vı́nculos de las dos teorı́as es entonces 41 ζ ≡ θ(V CS, (4.4, a)) (4.7,a) ζi ≡ ψi (V CS, (4.4, b)) µ χ = εij ∂i πj − ∂i Ni 2 χ1 = µHii + εij ∂i Nj (4.7,b) (4.7,d) χ2 = ∆πii (4.7,e) ϕi = (V CS, (4.4, c)) (4.7,f) (4.7,c) 4.2 El hamiltoniano invariante de calibre El conjunto de vı́culos (4.7) nos muestra, que para la teorı́a AD , hay un sector de los vı́nculos que se comporta como vı́nculos de primera clase. Aún mas, al calcular la integral funcional de esta teorı́a, en la medida aparece [45] (det{ΩA , ΩB })1/2 , donde ΩA representa a todos los vı́nculos. Es fácil ver que (det{ΩA , ΩB })1/2 = det{ζa , χb }(det{ϕi , ϕj })1/2 , (4.8) donde, nuevamente, vemos que la teorı́a corresponde a una teorı́a de calibre, con transformaciones de calibre generadas por los ζa , con fijaciones de calibre χa , y sujeta a los vı́nculos adicionales de segunda clase ϕi . Nos proponemos, entonces, hallar el correspondiente hamiltoniano, invariante de calibre He 0(AD) . e (AD) es [36,44] La forma mas general que debe tener H 0 e (AD) = H (AD) + < αa ζa > + < βa (x, z)χa (z1 ) > + H 0 0 + < βab (x, z1 , z2 )χa (z1 )χb (z2 ) >, (4.9) donde no se agregan términos con productos de mas de 2 vı́nculos, pues tratamos con una teorı́a cuadrática. Pedimos que (AD) e {H 0 , ζa (y)} = 0 (= Va b ζb ). (4.10) 42 Si {βab (x, z1 , z2 ), ζa (y)} = 0, (4.11) una solución de (4.10) es (AD) {H0 , ζc (y)}+ < βa (x, z1 ){χa (z1 ), ζc (y)} >= 0, (4.12,a) < χa (z1 ){βa (x, z1 ), ζc (y)} > + + 2 < βab (x, z1 , z2 )χa (z1 ){χb (z2 ), ζc (y)} >= 0, (4.12,b) y las αa quedan indeterminadas. Veremos que para una combinación particular de los vı́nculos de primera clase He 0(AD) = H0(V CS) . Para mayor simplicidad de cálculos descomponemos ζi = εij ∂j ζ T + ∂i ζ L ≡ εij ∂j ζe1 + ∂i ζe2 , (4.13) y tomamos como convención a, b = 0, 1, 2 donde ningún subı́ndice se sobreentiende como 0 (i.e. χ = χ0 , ζe = ζe0 = ζ ). El álgebra entre los χa ’s y los ζea ’s es {χa (x), ζeb (y)} =  → → −µ∆x δ (2) (− x −− y)  0 0 0 − → −µδ (2) ( → x −− y) 0 1 x (2) − (→ x 2∆ δ → −− y)   0 − → − → µ∆x δ (2) ( x − y ) (4.14) y además (AD) {H0 (AD) {H0 (AD) {H0 e = 0, , ζ} , ζe1 } = −µ2 (−∆)−1 (δij ∆ − ∂i ∂j )Hij , , ζe2 } = −µ2 (−∆)−1 εij ∂i ∂k Hjk . (4.15,a) (4.15,b) (4.15,c) 43 Vamos a (4.12,a) y obtenemos (4.16,a) β(x, z) = 0, β1 (x, z) = µK(x − z)(δij ∆ − ∂i ∂j )Hij , (4.16,b) β2 (x, z) =< −µK(x − z)K(z − y)εij ∂i ∂k Hjk (y) >y , (4.16,c) → → donde (−∆)K(x − y) = −δ (2) ( − x −− y ) . Los corchetes entre los βa ’s y los ζea ’s dan todos, salvo uno, nulos. Éste es µ (4.17) {β2 (x, z1 ), ζe2 (y)} = δ (2) (x − z1 )δ (2) (z1 − z2 ). 2 Vamos a (4.12,b) y encontramos que el único βab no nulo es 1 β22 (x, z1 , z2 ) = − K(x − z1 )K(z1 − y). 4 (4.18) Finalmente tenemos que e (AD = H (AD) + < αa ζea > + < −µ(−∆)−1 χ1 (δij ∆ − ∂i ∂j )Hij + H 0 0 −µ((−∆)−1 χ2 )((−∆)−1 εij ∂i ∂k Hjk )+ 1 − ((−∆)−1 χ2 )((−∆)−1 χ2 ) > . 4 R donde se entiende que (−∆)−1 (∗)(x) = − d2 yK(x − y)(∗)(y) . (4.19) La búsqueda de cual es la combinación de vı́nculos de primera clase que nos lleva a H0(V CS) no es trivial. Sin embargo, podemos inducir H0(AD) a partir de H0(V CS) con el conjunto de vı́nculos (4.7). Encontramos, entonces que (V CS) H0 (AD) = H0 + <ζe1 (χ1 + ζe1 + 2µ(−∆)−1 ∂i ∂j Hij + µHjj )+ 1 + ζe2 (2ζe2 + 2(−∆)−1 εij ∂i ∂k Hkj − (−∆)χ2 )+ 2 − µ((−∆)−1 χ1 )(δij ∆ − ∂i ∂j )Hij + − µ((−∆)−1 χ2 )((−∆)−1 εij ∂i ∂k Hjk )+ 1 − ((−∆)−1 χ2 )((−∆)−1 χ2 ) > . 4 (4.20) 44 Al comparar con (4.19) encontramos que para la combinación particular de los ζea ’s con (4.21,a) α = 0, α1 = ζe1 + χ1 + 2µ(−∆)−1 ∂i ∂j Hij + µHjj , 1 α2 = 2ζe2 + 2(−∆)−1 εij ∂i ∂k Hkj − (−∆)−1 χ2 , 2 (4.21,b) (4.21,c) e (AD) = H (V CS) . Tenemos ası́, una equivalencia Resulta que H 0 0 canónica entre la teorı́a autodual y la V CS linealizada. (V CS) 4.3 La extensión “invariante de calibre” de H0 Vimos que es posible obtener una extensión invariante de calibre de H0(AD) que es igual a H0(V CS) . En el proceso todavı́a nos quedaron unos vı́nculos de segunda clase. Ası́, podrı́amos tomarlos a ellos como punto de partida en la teorı́a V CS y obtener una e (V CS) , que corresponda a una teorı́a con sólo extensión de H0(V CS) , H 0 vı́nculos de primera clase. Por razones que se aclararán en breve, vamos a considerar el conjunto de vı́nculos (4.7) y le agregamos los dos vı́nculos, de segunda clase, que tenı́amos antes de eliminar a V y su momento conjugado π . El conjunto de vı́nculos será: ϕi , ϕ (ecuaciones (3.28,a) y (4.4,c)) y ϕb ≡ π , que corresponden al sector de vı́nculos remanente, mas los vı́nculos de primera clase ζa y sus fijaciones de calibre χa . Mirando el álgebra entre el conjunto de vı́nculos ϕi , ϕ y ϕb notamos que podemos tomar a uno de los ϕi ’, y a ϕ ó ϕb como vı́nculos de “primera clase”, y a los que quedan como sus respectivas fijaciones. Apoyados en esto, escogemos la siguiente designación 45 (4.22,a) ζ3 ≡ ϕ e = π, µ εij ∂i Nj + (δij ∆ − ∂i ∂j )Hij , (4.22,b) 2 1 1 1 1 χ3 ≡ µϕ − εij ∂i ϕj = µV − πii − εij ∂i πj − ∂i Ni + µ 2 2 2 1 − εij ∂i ∂k Hkj , (4.22,c) µ µ (4.22,d) χ4 ≡ −εij ∂i ϕj = −εij ∂i πj − ∂i Ni − εij ∂i ∂k Hkj , 2 ζ4 ≡ −∂i ϕi = −∂i πi + donde estamos sugiriendo a − µ1 εij ∂i ϕj y −εij ∂i ϕj como fijaciones de calibre. Los únicos corchetes no nulos entre vı́nculos son → → {χ3 (x), ζ3 (y)} = µδ (2) (− x −− y ), → → {χ (x), ζ (y)} = −µδ (2) (− x −− y ), 4 4 (4.23,a) (4.23,b) Suponemos e (V CS) = H e (V CS) + < αa′ ζa′ > + < βa′ (x, z)χa′ (z) > + H 0 0 + < βa′ b′ (x1 z1 , z2 )χa′ (z1 )χb′ (z2 ) >, (4.24) donde a′ = 3, 4 . Siguiendo el método ya expuesto en la subsección anterior obtenemos que β3 (x, z1 ) y β4 (x, z) = µ K(x − z)(µεij ∂i ∂k Hkj (x) − ∂i ∂j πij (x)). 2 (4.25) Luego observamos que {βa′ (x, z1 ), ζb′ (y)} = 0 por lo que βa′ b′ (x, z1 , z2 ) es una solución. Ası́ e (V CS) = H (V CS) + < αa′ ζa′ > + µ < (−∆)−1 χ4 (µεij ∂i ∂k Hkj − ∂i ∂j πij ) > . H 0 0 2 (4.26) 46 Los αa′ ’s en (4.26) son arbitrarios. Para alguna escogencia, el modelo será equivalente canónicamente al de una teorı́a con sólo vı́nculos de primera clase. Usando los vı́nculos, convenientemente escogidos, podemos miR rar como transforman Hij , Ni y V (δ(∗) = {(∗), λa′ (x1 ), ζa′ (x1 )}d2 x1 ) 1 (hij + hji ) = 0, 2 δNj = δhj0 = ∂j λ4 , 1 δV = εij δhij = λ3 . 2 δHij = (4.27,a) (4.27,b) (4.27,c) Esta transformación es reminiscente de las transformaciones de Lorentz linealizadas para los dreibeins δL hmn = −εmnl ll . (4,28,c) l0 = λ3 , li = −εij ∂j λ4 . (4.28,b) si Si pedimos consistencia al linearizar con el hecho de que δgmn = δ(em a en b ηab ) , entonces δh00 = 0 y δh0i = −δhi0 . Luego para ωn a = −(1/2)εprs ∂p hrs + εars ∂r hsn , es inmediato probar que δωn a = −∂n la , (4.29) que corresponde a las transformaciones de Lorentz (linealizadas) para la conexión. La forma particular de los ll es de tal forma que no choca con las transformaciones de calibre originales (δhmn = ∂m ξn ) . Por ejemplo, la parte transversa de hj0 es invariante bajo ambas transformaciones. Todo lo antes expuesto nos hace suponer que para alguna escogencia de los αa′ ’s en He 0V CS debe suceder que He 0(V CS) = H0(T M ) , la cual es trivialmente invariante bajo estas transformaciones linealizadas de Lorentz. Capı́tulo IV LA GRAVEDAD MASIVA VECTORIAL DE CHERN-SIMONS En este capı́tulo presentamos la acción curva cuya linealización corresponde a la acción SVl CS que fué analizada en el capı́tulo anterior, y que constituye una alternativa como teorı́a de gravedad masiva curva en D = 2+1. Esta acción se obtiene sumándole a la acción de Einstein un término, construido con los dreibeins, que es topológico en los ı́ndices de universo. Este término es análogo al de CS vectorial, de ahı́ la denominación de términos de CS triádico. Mostraremos algunas propiedades de esta teorı́a en contraposición a la otra teorı́a masiva existente. 1.- La acción dentro de un marco jerárquico de simetrı́as Ya hemos señalado la particularidad de que no es posible, en dimensión 2+1, tener partı́culas sin masa y con spin distinto de cero. Ası́, si desearamos hablar de gravitones, estos no tendrı́an spin 2, tal como sucede en dimensiones mayores. En otro orden de ideas, la acción de Einstein en 2+1 dimensiones 1 SE = − 2 2κ Z √ d3 x −gR, (1.1) no posee dinámica local [40]. Ya en el capı́tulo anterior señalamos 48 la existencia de dos posibilidades como modelos de spin 2 masivos: la gravedad T M linealizada y la gravedad V CS linealizada. Estas corresponden a la linealización de las respectivas teorı́as curvas. La segunda de estas es la que introduciremos en este capı́tulo. Como teorı́a curva la gravedad T M corresponde a la acción [14] 1 ST M = − SCS − SE , µ (1.2) donde SCS = 1 1 < ωpa εpmn ∂m ωn a − εpmn εabc ωp a ωm b ωn c >, 2 2κ 3 (1.3) es la clase caracterı́stica de Chern-Simons. Esta se obtiene de la densidad de Hirzebruch-Pontryagin en dimensión 3+1 ∗ RR ≡ 1 mnls ε Rmnrt Rls rt = ∂m X m , 2 (1.4) luego de integrar X 3 omitiendo toda dependencia de x3 . En (1.3) ωp a = ωp a (e) de tal forma que la torsión es nula Tmn a = Dm en a − Dn em a = 0. (1.5) SE viene dada en su forma, equivalente, en trı́adas* SE = 1 ∗a < epa εpmn Rmn >. 2κ2 (1.6) Resaltamos el hecho de que en (1.2) SE participa con signo distinto al que aparece en otras dimensiones. Sin embargo, a nivel linealizado el signo de SE es importante para que la teorı́a tenga energı́a definida positiva. SCS es invariante bajo transformaciones locales conformes δep a = 1 ρ(x)ep a , 2 bajo transformaciones locales de Lorentz *Ver apéndice A (1.7,a) 49 δep a = ep b lb a (x), (1.7,b) δep a = ξ l (x)∂l ep a + ∂p ξ l (x)el a . (1.7,c.) y bajo difeomorfismos Esto se hace claro si notamos que en general δSCS = 1 1 1 < εrls ( epa erb − era epb )Dl δes b R∗∗pa >, 2 κ e 2 (1.8) donde hemos usado el hecho de que, como Tmn a = 0 , 1 eδωm a = εrls ( em a erb − emb er a )Dl δes b . 2 (1.9) SE es invariante sólo bajo (1.7,b) y (1.7,c). En ST M se ha perdido, entonces, la invariancia conforme. Ası́, aunque SCS y SE no tienen dinámica local, al combinarlos tenemos una teorı́a con una excitación masiva de spin 2 a expensas de que perdimos la invariancia conforme de SCS . Existe otra posibilidad de dar dinámica local a SE si la combinamos con el término de CS triádico [43] ST CS = 1 < epa εprs ∂r es a > . 2κ2 (1.10) Este término es invariante sólo bajo (1.7,c), por lo que al combinarlo con la acción de Einstein tendrı́amos una teorı́a curva que es invariante bajo difeomorfismos y no bajo transformaciones de Lorentz. Estas últimas cobran importancia cuando se quiere interpretar la teorı́a, sin embargo, no nos ocuparemos de eso. La pérdida de invariancia de Lorentz ha sido también observada en teorı́as vectoriales de calibre abelianas con un término de ChernSimons cuando se genera dinámicamente un campo magnético que no se anula [48]. La acción propuesta es [43,47] SV CS = SE − µST CS , (1.11) 50 cuya linealización es la acción intermedia [17] SVl CS y como vimos describe excitación masiva de helicidad 2µ/|µ| , dependiendo del signo de µ en (1.11). Hay una formulación curva con dreibeins [50], donde se introduce un término llamado de CS traslacional el cual básicamente constituye un acoplamiento del dreiben con la (tras.) a torsión (i.e. SCS ∼< epa εpmn Tmn > ). Este tiene “lo que le falta” a ST CS para ser invariante Lorentz pero la teorı́a tiene torsión no nula por lo cual no la tratamos aquı́. Tenemos, entonces, un marco jerárquico de simetrı́as. Empezamos con el término SCS , de tercer orden (ya que ωp a ∼ ∂ebm ), invariante bajo transformaciones locales conformes, de Lorentz y de difeomorfismos. Sigue la acción de Einstein, SE , de segundo orden (ya que R∗∗pa ∼ ∂ωm b ), que no es invariante conforme. Por último tenemos el término ST CS , de primer orden e invariante sólo bajo difeomorfismos. Si hacemos variaciones en SCS , obtenemos δSCS = 0 ∼ −C pl = 0, (1.12) donde † 1 en l , C pl ≡ √ εpmn Dm R −g (1.13) es el tensor de Cotton. Este tensor es simétrico y de divergencia covariante nula debido a las identidades de Bianchi que satisface el tensor de Einstein Gp m , además tiene, explı́citamente, traza nula. Ası́, sólo puede acoplarse a fuentes sin masa y con tensor de energı́amomentum sin traza. Siguiendo con SE , las ecuaciones de movimiento provenientes de hacer variaciones en ella, son δSE = 0 ∼ Gpl = 0, † Ver apéndice A (1.14) 51 donde Gpl = Rpl − 21 g pl R es el tensor de Einstein. Ya dijimos que SE no tiene grados dinámicos locales. Al aclopar SE con materia tendremos que el espacio tiempo es localmente plano fuera de las fuentes, ya que en dimensión 2+1 el tensor de Riemann es equivalente al de Einstein Rmn ls = −εmnr εlst Gt r . (1.15) Sin embargo, este espacio, localmente plano, tiene estructura topológica y geométrica no trivial [14,46,49]. En este mismo nivel de simetrı́a está la acción topológica masiva, ST M . Sus ecuaciones de movimiento son δST M = 0 ∼ 1 pl C − Gpl = 0. µ (1.16) Esta acción, por la presencia de SE , si puede acoplarse con fuentes masivas. Ya que Cp p = 0 , tenemos que en ausencia de fuentes externas la curvatura R es nula. En el nivel de menor simetrı́a está ST CS . Si hacemos variaciones en ella, e imponemos que la torsión sea nula, tendremos δST CS = 0 ∼ ωm p − δm p ωr r = 0, (1.17) ωm p ≡ ωm a ea p , (1.18) donde La ecuación (1.17) además dice que ωm p = 0 ; ası́, el término ST CS es trivial por sı́ solo. El objeto ωm p no es necesariamente simétrico, ni tiene traza nula. Su relación con el tensor de Einstein Gs p es 1 1 t Gs p = √ εpmn Dm ωns + εpmn εstr ωm ωm r , −g 2 y la simetrı́a de Gs p induce que (1.19) 52 D t ωs s − D s ωt s = √ −gεpst ω sp ωr r . (1.20) El primer miembro de (1.20) es la divergencia covariante de (1.17), y su segundo miembro es nulo si ωsp = ωps , o si ωr r = 0 . Luego, al acoplar con materia la simetrı́a del T mn implicará su conservación. Igualmente si T m m = 0 también Dm T mn = 0 por (1.20). Tomando traza en (1.19), obtenemos 2 R = − √ εpmn Dp ωmn − (ωm r ωr m − ωm m ωr r ). −g (1.21) Finalmente, veamos las ecuaciones de la gravedad V CS . Tenemos que las ecuaciones son E pa ≡ R∗∗pa − µεprs ∂r es a = 0, (1.22,a) εpmn Dm en a = 0, (1.22,b) Cuando la torsión es nula, la transformación de difeomorfismos puede escribirse como δep a = Dp ξ a + εa bc ep b lξ c , (1.23,a) lξ c ≡ −ξ n ωn c . (1.23,b) con Ası́ 1 < δepa E pa > 2 k =< −ξa Dp E pa + µεrst esb etc ωr b ωn c ξ a ea n >, δξ SV CS = de donde obtenemos la identidad de Bianchi Dp E pa − µεrst ωr b esb ωnc etc ean = 0. (1.24,a) 53 Las identidades (1.24,a) se reescriben como Dp (Gn p − µ(ωn p − δn p ωr r )) − µεrst ωrs ωnt = 0, (1.24,b) por lo que al aclopar con una fuente simétrica, esta deberá ser covariantemente conservada. De (1.22) llegamos a las ecuaciones de movimiento emp − µω mp = 0, R (1.25) R = 4µωl l , (1.26) donde observamos que ω mp = ω pm . Además en ausencia de fuentes externas la curvatura no es necesariamente nula. De (1.25) podemos relacionar las ecuaciones de la gravedad V CS y la gravedad T M . De hecho, si aplicamos (−g)−1/2 εsrm Dr a (1.25), usando (1.19), obtendremos 1 1 sp C − Gsp = − εpmn εs rt ωm r ωn t , µ 2 (1.27) que corresponde a (1.16), pero con un término no homogéneo. Al linealizar, este término no aparece y por tanto afirmamos que las ecuaciones de ST2,lM son como el “rotor” de las de la acción SVl CS . Capı́tulo V ROTURA DE SIMETRÍA Hemos visto que tenemos teorı́as masivas de spin 1 y 2 donde todavı́a quedan invariancia respecto a determinadas transformaciones locales. En este capı́tulo estudiamos la posibilidad de ”romper” estas simetrı́as, apareciendo un cuadro de estrecha similitud entre las teorı́as de spines distintos. Veremos que la teorı́a con mas simetrı́a (la ST2,lM ) no permite este tipo de proceso. 1.- Teorı́a de Proca-Chern-Simons 1.1.- La acción como producto de un proceso de rotura espontánea de simetrı́a. Partimos de la acción a primer orden [51,52] S =< Pr P r† − P r Dr ϕ − P r† (Dr ϕ)† − (h|ϕ|2 + U 2 )(|ϕ|2 − V 2 )2 + 1 µ − f r fr + fr εrmn ∂n an − ar εrmn ∂m an >, (1.1) 2 2 donde Pr , Pr†, ϕ, ϕ† son variables independientes. El acoplamiento entre el campo escalar y el campo de calibre ar es minimal, ası́, D = ∂r − iear . La acción es invariante bajo las transformaciones 55 infinitesimales δar = e−1 ∂r ξ, δϕ = iξϕ, δPr = −iξPr , δfr = 0, (1.2,a) (1.2,b) (1.2,c) (1.2,d.) El procedimiento de rotura espontánea de simetrı́a es el usual: < ϕ >vacio = V 6= 0 ; ası́, cambiamos ϕ → ϕ′ = ϕ − V y por conveniencia ′ cambiamos Pr , Pr† → P r ′ + ieV ar , Pr† − ieV ar . En términos de estas nuevas variables, S pasa a ser S =< P r† Pr − P r Dr ϕ − P r† (Dr ϕ)† + ieV ar [(Dr ϕ)† − Dr ϕ]+ − [h|ϕ|2+ hV (ϕ + ϕ† ) + hV 2 + U 2 ][|ϕ|2 + V (ϕ + ϕ† )]2 > + (1.3) + SP CS , donde hemos omitido las “ ′ ”. SP CS es SP CS = 1 < −f r fr + 2fr εrmn ∂m an − µar εrmn ∂m an − m2 ar ar >, 2 (1.4) con m2 ≡ 2e2 V 2 . (1.5) Llamamos a SP CS la acción de Proca-Chern-Simons. En el sector escalar (1.3) puede verse que sólo se propaga la excitación escalar real ∼ ϕ + ϕ† y que la otra excitación escalar posible ∼ ϕ − ϕ† ya no está [53]. Nosotros centraremos nuestra atención en la parte vectorial de (1.3). Esta parte tenı́a, antes del procedimiento de rotura espontánea de simetrı́a, una sola escitación de masa µ y helicidad +1. Luego del proceso, el término m2 ar ar rompe la invariancia de calibre y como veremos SP CS propaga dos excitaciones masivas con masas distintas, a diferencia de la acción de Proca. 56 1.2.- Analisis Covariante Las ecuaciones de movimiento provenientes de (1.4) son f r = εrmn ∂m an , (1.6,a) εrmn (∂r fm − µ∂r am ) − m2 an = 0. (1.6,b) Si sustituimos (1.6,a) en (1.6,b) obtenemos la ecuación de segundo orden an − ∂n ∂ l al − µεrm n ∂r am − m2 an = 0, (1.7) que trae como consecuencia que an es transverso, asegurándonos la no propagación de la componente de spin 0 de an . En el lenguaje de proyectores (1.7) se “ve” como Pn l a l − µ 1/2 ξn l al − m2 an = 0, (1.8) de donde ( con (ε ≡ µ/m) 1/2 + m∓ )( 1/2 mε ( m± = 2 r − m± )P± a = 0, (1.9) 4 ± 1). ε2 (1.10) 1+ Si acoplamos am con una fuente externa conservada, i.e. sumamos un término de la forma am J m a la acción, obtenemos que am = −∆m l Jl , (1.11,a) con ∆m l = h 1 m+ + m− 1/2 m+ l (P + ξm l )+ m − m2+ m+ + i 1/2 m− l l (Pm − ξm ) − m2− m− (1.11,b) En (1.11,b) observamos que el propagador está constituido por 2 términos, los cuales son proporcionales al propagador de la acción autodual. Esto puede verse rápidamente si consideramos la acción 57 SAD (Capı́tulo II, ecuación (1.6)) con un término adicional de acoplamiento am J m con ∂m J m = 0 . Las ecuaciones de movimiento en función de proyectores es [ 1/2 (P+ − P− ) − mP ]a = − 1 P J. m (1.12) Invertimos (1.12), llegando a que am = −∆(AD)m l Jl , con ∆(AD)m l =  1/2 1  l Pm + ξm l . −m m (1.13,a) (1.13,b) Observamos que los términos en (1.11,b) son efectivamente proporcionales a los de la teorı́a autodual pero con masa m+ o m− . Además (1.8) puede factorizarse como [34] −( 1/2 (P+ −P− )−m+ (P+ +P− ))(− 1/2 (P+ −P− )−m− (P+ +P− ))a = 0, (1.14) que es el producto de las condiciones de autodualidad correspondientes (Capı́tulo II, ecuación (1.4)). Cuando µ → 0 , m± → m y la ecuación (1.14) es el producto de las “raı́ces” de la acción de Proca. 1.3.- Descomposición 2+1 y la energı́a Si partimos de (1.4), haciendo la descomposición 2+1, llegamos inicialmente a SP CS = 1 <f (f − 2∆aT ) + a(m2 a + 2µ∆aT − 2∆f T )+ 2 + 2µaL ∆ȧT + 2ȧL ∆f T − 2ȧT ∆f T − f T ∆f T + − f L ∆f L + m2 aT ∆aT + m2 aL ∆aL >, (1.15) donde hemos tomado a0 = a , ai = εij ∂j aT +∂i aL , como en el Capı́tulo II (análogamente para fm ). Observamos que f y a son multiplicadores asociados a vı́nculos cuadráticos que permiten despejarlos f = ∆aT , a = 1 (∆f T − µ∆aT ). m2 (1.16) 58 Al sustituir (1.16) en la acción llegamos a la forma desvinculada de SP CS . Luego de definir Q ≡ (−∆)1/2 aT , π ≡ (−∆)1/2 f L , 1 q ≡ (−∆)1/2 (f T − µaT ) , p = m(−∆)1/2 aL , m (1.17,a) (1.17,b) la acción reducida toma su forma final 1 1 1 (red) SP CS =< π Q̇ + pq̇ − pp − ππ + − q(−∆)q 2 2 2 1 1 − Q(−∆ + m2 )Q + (mQ + µq)(mQ + µq) >, (1.18) 2 2 que muestra que el hamiltoniano es definido positivo. En (1.18) observamos que pareciera existir algún acoplamiento entre los dos grados de libertad, ya que tenemos un término en (red) SP CS de la forma mµqQ . Sin embargo vimos que el propagador es la suma de dos propagadores “autoduales”. Ası́, el sistema debe estar desacoplado. De hecho, si hacemos la transformación q± ≡ Q + α± q, (α± π − p) , p± ≡ ± α+ − α− con α± = ± m , m± (1.19,a) (1.19,b) (1.19,c) el sistema se desacopla. Si adicionalmente redefinimos m± )1/2 q± , m+ + m− m+ + m− 1/2 ) p± , P± = ( m± Q± = ( (1.20,a) (1.20,b) llegamos a la expresión final, desacoplada, de SP CS 1 1 1 (red) SP CS =< P+ Q̇+ + P− Q̇− − P+ P+ − P− P− − Q+ (−∆ + m2+ )Q+ + 2 2 2 1 (1.21) − Q− (−∆ + m2− )Q− > . 2 59 2. Teorı́a de Einstein autodual 2.1 La acción, análisis covariante A nivel linealizado la acción de Einstein l SE = 1 < 2hpa εpmn ∂m ωn a − (ωp a ωa p − ωp p ωa a ) >, 2 (2.1) es invariante bajo las transformaciones locales δhpa = ∂p ξa , δωpa = 0 (2.2,a) δhpa = −εpac lc , δωpa = −∂p la , (2.2,b) donde (2.2,a) son las transformaciones de calibre y corresponden, a nivel curvo, a las transformaciones de difeomorfismos. (2.2,b) son las correspondientes transformaciones de Lorentz locales.* El término CS triádico linealizado STl CS = 1 < hpa εprs ∂r hs a >, 2 (2.3) es invariante sólo bajo transformaciones de calibre. Por último, el término de Fierz-Pauli SF P = 1 < hp a ha p − hp p ha a >, 2 (2.4) no goza de ninguna de estas invariancias. El contexto presentado se encuentra dentro del mismo espı́ritu con que analizamos las teorı́as curvas, cuando presentamos los dis2 tintos términos SCS , SE y ST CS como pertenecientes a un esquema jerárquico de simetrı́as. Aquı́, partimos con la acción de Einstein y terminamos con el término de Fierz-Pauli. Cuando consideramos l SE − µSTl CS , vimos que corresponde a una excitación masiva de helicidad 2. Esta es sólo invariante bajo difeomorfismos. Decimos que la invariancia Lorentz ha sido rota y producto de esto tenemos el espectro fı́sico descrito. Cuando consideramos −µSTl CS − m2 SF P , tenemos la teorı́a autodual. Decimos que la invariancia de calibre ha sido rota y producto de esto tenemos una excitación masiva de masa m2 /|µ| y helicidad −2 † . Este proceso es análogo al caso que *Ver apéndice A † Ver sub-sección 1.2 del Capı́tulo III 60 tomamos el término de CS vectorial y le sumamos el término de Proca, dando como resultado la acción AD vectorial. Esta aparece si tomamos una teorı́a con un campo escalar acoplado minimalmente con un campo electromagnético, donde tenemos el término de CS vectorial, en vez del término de Maxwell y aplicamos el formalismo de Higgs para romper la simetrı́a de calibre. Por último SE − m2 SF P es la acción de Fierz-Pauli, que corresponde por analogı́a a la acción de Proca. Vista la analogı́a con el caso vectorial, cabe, entonces, preguntar que sucede si consideramos la acción [52,54,55,56] (AD) SE = SE − µSTl CS − m2 SF P , (2.5) la cual apodamos acción de Einstein autodual. Miremos primero cual será su espectro fı́sico. Al hacer variaciones respecto a ωm a , podemos obtener la expresión de ωm a en función de hm a . Al sustituirla en la variaciones respecto a hpa , llegamos a 1 ( εpma εsrb − εpmb εsra )∂m ∂r hsb −µεprs ∂r hs a + 2 − m2 (hap − η pa hs s ) = 0. (2.6) En función de proyectores y operadores de transferencia, (2.6) queda como [( 1/2 2 2 −m)PS2 − µ 1/2 (P+S − P−S ) + m2 (PE1 − PS1 ) − ( − m2 )PS0 µ 1/2 1 1 1 1 1 1 1 1 − (P+S + P+E + P+SE + P+ES − P−S − P−E − P−SE − P−SE )+ 2 √ 0 0 0 0 + PSB ) + 2m2 (PW (2.7) + m2 PB0 + µ 1/2 (PBS S + PSW )]h = 0. 0 0 Aplicamos PSW , PB0 , PW S sobre (2.7) y conseguimos que √ 2m2 PS0 h = 0, (m2 PB0 + µ 1/2 (2.8,a) 0 PBS )h = 0, 0 (( − m2 )PW S −µ 1/2 0 PW B − √ (2.8,b) 0 2m2 PW )h = 0. (2.8,c) 61 0 1 de donde obtenemos que PS0 h = PB0 h = PW h = 0 . Aplicando P±S y 1 P±E sobre (2.7) µ 2 µ ± 2 ± 1/2 1 1 1 (P±S + P±SE )h + m2 P±S h = 0, (2.9,a) 1/2 1 1 1 (P±E + P±ES )h + m2 P±E h = 0, (2.9,b) de donde PS1 h = PE1 h = 0 . Ası́, nos queda solo el sector de spin 2 ( ∓µ 1/2 2 − m2 )P±S h = 0, (2.10) o ( 1/2 − m± )( 1/2 2 + m∓ )P±S h = 0, ′ (2.10 ) Observamos que los únicos polos corresponderán a una excitación de masa m+ con helicidad 2 y otra de masa m− con helicidad −2 . m± tienen la misma forma que en el caso vectorial (ε = µ/m) mε ( m± = 2 r 1+ 4 ± 1). ε2 (2.11) A semejanza del caso vectorial, la ecuación (2.10), verificada por la parte transversa y sin traza, también se factoriza en un producto de condiciones de auto dualidad (Capı́tulo III, ecuación (1.12)) −( 1/2 2 2 (P+S − P−S ) − m+ PS2 )(− 1/2 2 2 (P+S − P−S ) − m− PS2 )hT t = = [( − m+ m− )PS2 − (m+ − m− ) = [( − m+ m− )PS2 − µ 1/2 1/2 2 2 (P+S − P−S )]hT t 2 2 (P+S − P−S )]hT t , (2.12) 2 2 de obtenemos (2.10) aplicando P+S o P−S . Cabe resaltar que si KAD (m)h = 0 , son las ecuaciones de movimiento de la acción autodual y KE(AD) (m+ , m− )h = 0 las de acción de Einstein autodual, resulta que (AD) −KAD (m+ )KAD (m− )h 6= KE (m+ , m− )h, (2.13) a menos que reduzcamos hma a sus grados fı́sicos de libertad (i.e. t hTma ). 62 Miremos el propagador. Si acoplamos hma con un corriente J ma las ecuaciones son ahora (AD) KE h = −κJ. (2.14) Aplicando las reglas ortogonalidad entre operadores y proyectores ⋆ , de igual manera a como hemos hecho en capı́tulos anteriores, es posible invertir (2.14) (AD) h = −∆E J, (2.15,a) donde (AD) ∆E = 2 κP+S 1/2 ( +κ − m+ )( 1/2 (m+ − m− ) 2m2+ m2− + m− ) 1/2 + 2 κP−S ( 1/2 + m+ )( 1/2 − m− ) + 1 1 1 1 (P+S + P−SE + P+E + P−ES )+ (m+ − m− ) 1/2 1 1 1 1 (P−S + P+SE + P−E + P+ES )+ 2m2+ m2− i 1 κ h 1 1 0 0 0 √ (P − P ) + P + + (PSW + PW S ) + E S B m+ m− 2 κ h 0 + 3 3 (m2+ + m2− − m+ m− ) − m2+ m2− )PW + m+ m− i √ 1/2 0 0 (PBW + PW B ) . (2.15,b) − 2m+ m− (m+ − m− ) −κ Para ver la presencia de los propagadores autoduales de cada exci2 tación, debemos hallar en principio el propagador de SAD (Capı́tulo 2 III, ecuación (1.13)). Si sumamos a SAD un término de la forma mn < κhmn J > , las ecuaciones de movimiento serán [( 1/2 2 − m)P+S −( 1/2 + 2 1 + ( 2 1/2 1 2 + m)P−S + ( 2 1/2 1 1 − 2m)(P+S − P−E )+ 1 1 1 1 (P+SE + P+ES − P−SE − P−ES )+ 1 1 0 0 + 2m)(P+S − P−S ) − 1/2 (PBS + PSB )+ √ κ 0 0 J. + m(PS0 + PB0 + 2(PW S + PSW )]h = − m ⋆ Ver apéndice B 1/2 (2.16) 63 Después de cierto trabajo, usando las reglas de ortogonalidad entre los distintos operadores obtenemos que 2(+) h = −∆(AD) (m)J (2.17) donde el superı́ndice (+) nos indica que la excitación tiene helicidad +2 , m es la masa de la misma. El propagador para cuando se propaga una excitación de masa m y helicidad −2 se obtiene, simplemente, sustituyendo m por −m en ∆2(+) (AD) (m) . Lo llamamos 2(−) ∆(AD) (m) . Explı́citamente κ 2(+) ∆(AD) (m) = m( 1/2 1/2 − m) 2 P+S − κ m( 1/2 + m) 2 P−S + κ (P 1 − PS1 )+ m2 E κ 1 1 1 1 (P+S + P+E − P−S − P−E )+ 2m3 κ 1/2 1 1 1 1 (P+SE + P+ES − P−SE − P−ES )+ + 2m3 √ κ 0 0 2 0 [( − m )P + 2m 1/2 (PW + B + PBW )]+ W 2m4 1 κ 0 0 + 2 [PB0 + √ (PSW + PW S )]. m 2 − (2.18) Entonces es inmediato ver que (AD) ∆E = 1 (−) (+) [m+ ∆(AD) (m+ ) + m− ∆(AD) (m− )], m+ + m− (2.19) donde, al igual que en el caso vectorial, el propagador es la suma de propagadores “autoduales”. Las restricciones que por razones fı́sicas deba cumplir J serán las mismas tanto en la teorı́a de Einstein autodual como en la teorı́a autodual. 64 2.2 Descomposición 2+1 Partimos de (2.5) y llegamos inicialmente a (AD) SE =<h00 [µεij ∂i hj0 − εij ∂i ωj0 − m2 hii ] − ω00 [ωii − εij ∂i hj0 ]+ + h0k [−µεij ∂i hjk + εij ∂i ωjk + m2 hk0 ]+ µ + ω0k [εij ∂i hjk + ωk0 ] + hik εij ḣjk + 2 µ − hi0 εij ḣj0 + hi0 εij ω̇j0 − hik εij ω̇jk + 2 1 1 m2 (hij hji − hii hjj ) − (ωij ωji − ωii ωjj ) >, − 2 2 2 (2.20) donde observamos que h00 , h0k , ω00 y ω0k son multiplicadores, cuyos vı́nculos asociados permiten despejar ωk0 y hk0 , y 1 (δij ∆ − ∂i ∂j )(ωij − µhij ), m2 1 hii = 4 (δij ∆ − ∂i ∂j )(µ2 + m2 )(hij − µωij ), m ωii = (2.21,a) (2.21,b) Hacemos la descomposición usual hij = (δij ∆ − ∂i ∂j )hT + ∂i ∂j hL + (εik ∂k ∂j + εjk ∂k ∂i )hT L + εij V, (2.22,a) ωij = (δij ∆ − ∂i ∂j )ω T + ∂i ∂j ω L + (εik ∂k ∂j + εjk ∂k ∂i )ω T L + εij λ, (2.22,b) que sustituimos en (2.20) junto con la solución de los vı́nculos (2.21) (donde despejamos ∆hL y ∆ω L ), además de ωk0 y hk0 . Llegamos ası́ a (AD) SE =<2∆ḣT [∆ω T L − µ∆hT L ] + 2∆ω̇ T ∆hT L + λλ + m2 V V + − ∆ω T L ∆ω T L − m2 ∆hT L ∆hT L + ∆hT (∆ − m2 )∆hT + ∆ + ∆(ω T − µhT ) 2 ∆(ω T − µhT ) − ∆ω T ∆ω T > . (2.22) m Haciendo las definiciones √ √ ∆(ω T − µhT ) Q ≡ 2∆h , q ≡ 2 m √ √ TL , p ≡ 2m∆hT L π ≡ 2∆ω T (2.23,a) (2.23,b) 65 la acción toma su forma final (AD)(red) SE 1 1 1 =< π Q̇ + pq̇ − pp − ππ − q(−∆)q 2 2 2 1 1 − Q(−∆ + m2 )Q − (mQ + µq)(mQ + µq) >, (2.24) 2 2 que corresponde a 2 excitaciones, con energı́a definida positiva. El aspecto de (2.24) es exactamente el mismo que (1.18) del caso vectorial. Ası́, sabemos que las dos excitaciones estan desacopladas y tienen masas m+ y m− . Este resultado reafirma lo que ha venido ocurriendo a lo largo del trabajo respecto a la analogı́a entre los casos vectoriales y tensoriales. Este esquema se repite con las teorı́as de spin 3 y suponemos que pueda generalizarse para cualquier spin entero [20]. 3.- La no viabilidad de romper la simetrı́a para la teorı́a T M 3.1.- La teorı́a con los dos términos de CS Hemos visto que podemos romper, consistentemente, la simetrı́a de la teorı́a SV CS linealizada. La teorı́a T M es invariante bajo transformaciones locales de calibre y de Lorentz. Esto nos presenta un marco de simetrı́as mas amplio para “romper”. Analizamos primero la posibilidad de que se pierda sólo la invariancia Lorentz. La acción de la teorı́a T M es ST2,lM = E 1 D lmr (s) pa (s) pa (s) −ε ∂l hmp G (h )ηra + µh(s) G (h ) , pa 4µ (3.1) donde, como siempre h(s) ma = hma + ham (3.2) ST2,lM es claramente invariante bajo las transformaciones menciona- das. En particular la invariancia Lorentz en (3.1) es trivial pues la acción depende sólo de h(s) ma . Podemos reescribir (3.1) si notamos 66 que la expresión de ωm a , en función de hm a , cuando la torsión es nula 1 ωa m = − δa m εrse ∂r hsl + εmrs ∂r hs a , 2 (3.3) nos permite obtener Ası́ εpmn ∂m ωn a = −Gpa (h(s) ), E 1 D (s) mn (s) E 1D ap p a ωpa ω − ωp ωa = − hmn G (h ) = SE . 2 4 (3.4,b) E 1 D ωpa εpmn ∂m ωn a − µ(ωpa ω ap − ωp p ωa a ) , 2µ (3.5) ST2,lM = (3.4,a) con ωpa dado por (3.3). Una expresión a primer orden de ST2,lM es ST2,lM1 = 1 D ωpa εpmn ∂m ωn a − µ(ωpa ω ap − ωp p ωa a )+ 2µ E a prs r b + 2µλp ε (∂ hsa − ωr εbsa ) , (3.6) donde hemos agregado un “multiplicador” λp a de forma que se forza el “vı́nculo” (3.3). (3.6) es invariante bajo las transformaciones de calibre: δhpa = ∂p ξa , δωpa = 0 y las de Lorentz: δhpa = −εpab lb , δωpa = −∂p la . En ambos casos δλp a = 0 . Rompemos la invariancia de Lorentz sumando, a la acción, el término STl CS . Ası́, partimos de la acción [55,56] S(CS+CS) = ST2,lM1 − mSTl CS 1 D ωpa εprs ∂r ωsa − µ(ωpa ω ap − ωp p ωa a )+ = 2µ + 2µλp a εprs (∂r hsa − ωr b εbsa )+ E prs a − mµhpa ε ∂r hs . (3.7) Las ecuaciones de movimiento provenientes de hacer variaciones respecto a ωpa , λpa y hpa son εprs ∂r ωs a − µ(ω ap − η pa ωr r ) − µ(λap − η pa λr r ) = 0, (3.8,a) εprs ∂r hs a − (ω ap − η pa ωr r ) = 0 (3.8,b) εprs ∂r (λs a − mhs a ) = 0, (3.8,c) 67 donde (3.8,b) es la ecuación equivalente a (3.3). Si tomamos la divergencia respecto a p en (3.8) y sacamos su parte antisimétrica obtenemos que ωpa y λpa son simétricos; y para ωpa , λpa y hpa se cumple ∂a (∗)pa − ∂ p (∗)a a = 0. (3.10) Tomando la traza de (3.8), tendremos en consecuencia que mεprs ∂r hsp = ωr r = λr r = 0, (3.11,a) ∂p ω pa = ∂p λpa = 0. (3.11,b) Ası́ que de ωpa y λpa nos quedarán sólo sus partes transversas y sin traza. Tomando divergencia respecto a “ a ” en (3.8) y con (3.11,a) tendremos que si escogemos el calibre ∂p hpa = 0 , entonces hpa es simétrico y como resultado, al igual que para λpa y ωpa nos quedará solo su parte transversa y sin traza. Tenemos, por tanto, que el sistema (3.8) describe excitaciones de spin 2 puro. Tt Al tomar en cuenta que sólo importan las partes ωpa , λTpat y hTpat , obtenemos que para hTpat se cumple εprs ∂r hTs ta − µ hT tpa + mµεprs ∂r hTs ta = 0, Tt (3.12) Tt que al proyector en sus partes hpa (+) y hpa (−) , nos da ( 1/2 ( 1/2 ∓ µ) − mµ) 1/2 T t(±) hpa = 0, (3.13) o ( con (ε = µ/m) 1/2 ∓ M+ )( 1/2 ± M− ) 1/2 T t(±) hpa r  mε  4 M± = 1+ ±1 . 2 ε = 0, (3.13) (3.14) La posible excitación sin masa no aparece. Esto se ve mas claro al hacer la descomposición 2 +1 de S(CS+CS) . Sin embargo, notaremos que el sistema no es viable pues carece de energı́a definida positiva. 68 Al hacer la descomposición 2+1 obtenemos inicialmente S(CS+CS) = 1 D 2ω0a C a + 2h0a Da + 2λ0a E a + 2µ + ωi0 εij ω̇j0 − ωik εij ω̇jk − mµhi0 εij ḣj0 + + mµhik εij ḣjk + 2µλi0 εij ḣj0 + − 2µλik εij ḣjk + µ(ωii ωjj − ωij ωji )+ E + 2µ(λii ωjj − λij ωji ) , (3.15) donde los vı́nculos asociados a los multiplicadores ω0a , h0a y λ0a , son C 0 ≡ −εij ∂i ωj0 − µωii − µλii = 0, (3.16,a) C k ≡ εij ∂i ωjk + µωk0 + µλk0 = 0, (3.16,b) D0 ≡ mµεij ∂i hj0 − µεij ∂i λj0 = 0, (3.16,c) Dk ≡ −mµεij ∂i hjk + µεij ∂i λjk = 0, (3.16,d) E 0 ≡ −µωii − µεij ∂i hj0 = 0, (3.16,e) E k ≡ µωk0 + µεij ∂i hjk = 0. (3.16,f) Descomponemos hij y ωij como en (2.22). A λij lo descomponemos igualmente λij = (δij ∆ − ∂i ∂j )ρT + ∂i ∂j ρL + (εik ∂k ∂j + εjk ∂k ∂i )ρT L + εij ρ (3.17.) Del conjunto de vı́nculos (3.16) despejamos ωk0 , λk0 , ∆ω L , ∆ρT L , 69 ∆ρT , ∆ρL y la parte transversa de hk0 , ∆N T , obteniendo ωk0 = εkj ∂j ∆hT + ∂k (∆hT L + V ), 1 λk0 = [εkj ∂j (∆ω T − µ∆hT )+ µ ∂k (∆ω T L + λ − µ∆hT L − µv)], T 2 ∆ T (∆ − mµ)∆ω − h , mµ m ∆ρT L + ρ = m(∆hT L + V ), ∆ω L = ∆ρT = m∆hT , 2 1 ∆ T ω + ((m + µ)∆ − m2 µ)∆hT , mµ mµ 1 2 T ∆ (ω − µhT ). = mµ ∆ρL = − ∆N T (3.18,a) (3.18,b) (3.18,c) (3.18,d) (3.18,e) (3.18,f) (3.18,g) Al sustituir (3.18) en (3.15), llegamos a S(CS+CS) = 1D 2µ∆ḣT H T L + 2∆ω̇ T ∆ω T L + µ + 2∆ω T (∆ − mµ)∆hT − µ∆ω T ∆ω T + − µ∆hT ∆∆hT − 2µ∆ω T L (H T L + ρ)+ E + 2µρ(∆ω T L + λ) − µ∆ω T L ∆ω T L + µλλ , donde H T L ≡ m(∆hT L + V ) − ρ. (3.19) (3.20) Observamos que la parte longitudinal de hk0 , ∆N L , no aparece en la acción. Esta constituye la parte sensible a transformaciones de calibre de esta variable. Ası́, (3.20) es explı́citamente invariante de calibre (δH T L = 0) . λ y ρ aparecen como multiplicadores de Lagrange asociados a vı́nculos cuadráticos que permiten despejarlos λ = −ρ = ∆ω T L . (3.21) Al sustituir λ y ρ , y hacer las redefiniciones √ 2∆hT , P1 = 2H T L , √ √ ∆ Q2 = 2 ω T L , P2 = 2∆ω T L , µ Q1 = √ (3.22,a) (3.22,b) 70 llegamos a la forma final, reducida, de S(CS+CS) D 1 1 (red) S(CS+CS) = Q̇1 P1 + Q̇2 P2 + P1 P1 − P2 P2 + 2 2 1 1 − (P1 + P2 )2 − Q2 (−∆)Q2 + 2 2 1 1 − (mQ1 + µQ2 )2 + (Q1 − Q2 )(−∆)(Q1 − Q2 )+ 2 2 E 1 2 (3.23) + m Q1 Q1 , 2 con energı́a no definida positiva. Ası́, la teorı́a T M linealizada no permite una rotura espontánea, consistente, de su simetrı́a bajo transformaciones de Lorentz. 3.2.- La teorı́a TM con todas sus simetrı́as rotas Miremos, ahora, que sucede si consideramos la posibilidad, mas fuerte, de poder romper todas las simetrı́as de la teorı́a T M , linealizada. Esto se consigue si le sumamos a ST2,lM el término de Fierz-Pauli. Partimos entonces de la acción [55,56] S(T M +F P ) = ST2,lM1 + m2 SF P 1 D = ωpa εprs ∂r ωs a − µ(ωpa ω pa − ωp p ωa a )+ 2µ + 2µλp a εprs (∂r hsa − ωr b εbsa )+ E + m2 µ(hpa hap − hp p ha a ) . (3.24) Las ecuaciones de movimiento son εprs ∂r ωs a − µ(ω ap − η pa ωr r ) − µ(λap − η pa λr r ) = 0, (3.25,a) εprs ∂r λs a + m2 (hap − η pa hr r ) = 0, (3.25,b) εprs ∂r hs a − (ω ap − η pa hr r ) = 0, (3.25,c) Si tomamos divergencia respecto a p , sacamos la parte antisimétrica y la traza de (3.25), obtenemos que tanto para ωpa , λpa y hpa , se cumple ∂a (∗)pa − ∂ p (∗)a a = 0, (3.26,a) εpal (∗)pa = 0, (3.26,b) (∗)a a = 0, (3.26,c) 71 quedándonos solo la parte se spin 2 de cada uno. Las ecuaciones para hTpat(±) son [ ( 1/2 ∓ µ) ± m2 µ]hTpat(±) = 0. (3.27) Las posibles excitaciones, masivas tendrán masas que constituyen las raı́ces positivas de x3 ∓ µx2 ± m2 µ . Para la helicidad +2 observamos que x3 crece mas lento que µx2 − m2 µ , si x < µ . Luego, si µ es grande comparado con m2 , tenemos la posibilidad de que existan 2 raı́ces positivas de la correspondiente ecuación para las masas. Una será menor que µ y la otra mayor que µ (estamos suponiendo que µ > 0 ). Las llamamos m+1 y m+2 . La tercera raı́z es negativa, pero constituye el opuesto de la única raı́z positiva de la ecuación de las masas para la helicidad −2 . La llamamos m− . Las otras dos raı́ces de la ecuación para esta helicidad (−2) son −m+1 y −m+2 . Si cambiamos µ por −µ se invierten las helicidades del espectro. Si cambiamos m2 por −m2 aparecen raı́ces complejas. Por lo tanto, para µ > 0 , (3.27) se factoriza como ( 1/2 ∓ m+1 )( 1/2 ∓ m+2 )( 1/2 ± m− )hTpat(±) = 0. (3.28) Veamos, sin embargo, que la energı́a del sistema no es definida positiva. Al hacer la descomposición 2 + 1 , nos encontramos, al igual que en el caso que tratamos anteriormente, con que ω0a , λ y h0a son multiplicadores de Lagrange asociados a los vı́nculos εij ∂i ωj0 + µωii + µλii = 0, (3.29,a) εij ∂i ωjk + µωk0 + λk0 = 0, (3.29,b) −εij ∂i λj0 + m2 hii = 0, (3.29,c) εij ∂i λjk − m2 hk0 = 0, (3.29,d) ωii + εij ∂i λj0 = 0, (3.29,e) ωk0 + εij ∂i hjk = 0, (3.29,f) de donde (con las descomposiciones (2.22) y (3.17)) 72 ωk0 = εkj ∂j ∆hT + ∂k (∆hT L + V ), 1 λk0 = [εkj ∂j (∆ω T − µ∆hT ) + ∂k (∆ω T L + µ + ∂k (∆ω T L + λ − µ∆hT L − µV )], 1 hk0 = − 2 [εkj ∂j ∆ρT + ∂k (∆ρT L + ρ)], m ∆2 ∆ω L = − 2 ρT − ∆ω T , m ∆(∆ − m2 ) T ∆2 T ∆ρL = ρ + h , m2 µ −∆2 ∆ − m2 ∆hL = 2 ω T + ( )∆hT . m µ m2 (3.30,a) (3.30,b) (3.30,c) (3.30,d) (3.30,e) (3.30,f) Al sustituir (3.29) en la acción, tendremos S(T M +F P ) (3.29) 1 D ωi0 εij ω̇j0 − ωik εij ω̇jk + 2µλi0 εij ḣj0 + = 2µ − 2µλik εij ḣjk + µ(ωii ωjj − ωij ωji )+ + 2µ(λii ωjj − λij ωji ) − m2 µ(hii hjj − hij hji ) = 1D 2µ∆ḣT ∆ρT L + 2∆ω̇ T ∆ω T L + 2µ∆ρ̇T ∆hT L + µ − µ∆ω T ∆ω T + µλλ + µ∆ω T L ∆ω T L + E + 2∆hT ∆∆ω T − µ∆hT (∆ − m2 )∆hT + µ + m2 µ∆hT L ∆hT L − m2 µV V − 2 ∆ρT ∆∆ρT + m E − 2µ∆ρT ∆ω T + 2µλρ − 2µ∆ω T L ∆ρT L , (3.31) donde, entonces, λ , ρ y V aparecen como multiplicadores asociados a vı́nculos cuadráticos. Su solución, λ = V = ρ = 0 , la sustituimos y hacemos las redefiniciones √ 2∆hT = Q1 , √ 2∆ρT L = P1 , √ √ ∆ω = Q2 , 2 2∆ω T L = P2 , µ √ √ ∆ρT 2 2∆hT L m = P3 . = Q3 , m T (3.32,a) (3.32,b) (3.32,c) 73 Llegamos, ası́, finalmente a la forma reducida de S(T M +F P ) D 1 (red) S(T M +F P ) = P1 Q̇1 + P2 Q̇2 + P3 Q̇3 + P1 P1 + 2 1 1 1 − (P1 + P2 )2 + P3 P3 − Q2 (−∆)Q2 + 2 2 2 1 1 + Q3 (−∆)Q3 + (Q1 − Q2 )(−∆)(Q1 − Q2 )+ 2 2 1 2 1 2 + m Q1 Q1 + m Q3 Q3 + 2 2 E 1 2 (3.33) − (µQ2 + mQ3 ) , 2 la cual muestra que la energı́a es no definida positiva. Concluimos que tampoco podemos romper, consistentemente, las simetrı́as de ST2,lM , agregando un término de Fierz-Pauli. Capı́tulo VI COMPORTAMIENTO ANYÓNICO EN TEORÍAS VECTORIALES Y DE GRAVEDAD LINEALIZADA PLanteamos en este capı́tulo la posibilidad de implementar spin y estadı́stica fraccionaria en teorı́as acopladas con un campo electromagnético o con un campo gravitacional débil. Nuevamente aparece una estrecha analogı́a entre las teorı́as vectoriales y spin 2. Desde otro punto de vista esta capı́tulo sirve también como un ejemplo de las teorı́as ya analizadas en presencia de fuentes externas. 1.- Spin y estadı́stica en dimensión 2+1 En 3 dimensiones espaciales el grupo de rotaciones SO(3) es no abeliano. Ası́, cuando cuantizamos puede demostrarse que la componente del momento angular en la dirección de un eje fijo tiene autovalores que son múltiplos semienteros de h̄ . Para el spin, por ser un momento angular intrı́nseco, la situación es análoga. Decimos, cuando tomamos h̄ = 1 , que el spin en 3 dimensiones espaciales, tiene valores semienteros o enteros. Además, las funciones de onda que representan estados de dos o mas partı́culas idénticas son simétricas o antisimétricas, respecto al “intercambio” de dos de estas si, respectivamente, su spin es entero o semientero. 76 En 2 dimensiones espaciales la situación es distinta. Las rotaciones planares se realizan alrededor de un eje común, por lo que no habrá reglas de conmutación no abelianas. Ası́, el momento angular, y por ende el spin, no está restringido a tomar valores que sean múltiplos de 1/2 . Esta posibilidad real de tener partı́culas con cualquier spin nos lleva a introducir el concepto de “anyon” (del ingles any = cualquiera) con el que identificamos a las partı́culas que posean spin que no sea entero o semientero. Respecto a la estadı́stica, además de las usuales (fermiónica y bosónica) en 2 dimensiones espaciales tenemos la posibilidad de tener otro tipo de estadı́sticas. Esto aparece de manera natural si tomamos en cuenta la topologı́a del espacio de configuraciones de n partı́culas idénticas [57,58,59]. Cuando un sistema clásico es cuantizado, es descrito por funciones de onda ψ(q) sobre el espacio de configuraciones Q . La correspondencia entre los estados cuánticos del sistema y estas funciones de onda no es uno a uno, ya que la predictibilidad no cambia si multiplicamos la función de onda que representa un estado por un factor de fase. Si Q es simplemente conexo siempre es posible definir esta fase globalmente [58]. Cuando Q no es simplemente conexo esto no es posible hacerlo siempre. La evolución del sistema viene dada por la ecuación de Schrödinger ih̄∂t ψ = Hop ψ (1.1) donde Hop es el hamiltaniano del sistema. Hop es un operador local, ası́, cuando Q no es simplemente conexo podemos “levantarlo” unı́vocamente al espacio de recubrimiento universal Qe , de Q y e q) hacer mecánica cuántica con funciones de onda univaluadas ψ(e sobre Qe , quedando por resolver bajo que condiciones volvemos a Q. Cuando tenemos a Qe , éste viene dado junto a un mapa de recubrimiento π : Qe → Q . Además, el grupo fundamental de Q, π1 (Q) , 77 actúa libremente sobre Qe , y Q es el cociente de Qe bajo esta acción e Q = Q. π1 (Q) (1.2) Se dice que Qe es un fibrado principal sobre Q con grupo de estructura π1 (Q) . Esto puede aclararse si construimos explı́citamente a Qe . Una manera de hacerlo es la siguiente [58,59]: Tomamos un punto q0 ∈ Q fijo y formamos el conjunto, PQ , de todos los caminos que empiezan en q0 y terminan en algun q ∈ Q . Llamemos a los elementos de PQ , Γq . Sea [Γq ] la clase de equivalencia de todos los caminos homotópicos a Γq . Para cada punto q habrán varias clases [Γq ] asignadas. Puede probarse que e = {[Γq ], q ∈ Q}. Q (1.3) π1 (Q) = {[Γq0 ], q0 ∈ Q fijo}. (1.4) El grupo fundamental π1 (Q) es el conjunto de las clases de equivalencia asociadas a q0 La estructura de grupo emerge si definimos el producto entre clases ′ ′ [Γq0 ][Γq0 ] = [Γq0 ∪ Γq0 ], (1.5,a) ′ donde Γq0 ∪ Γq0 se entiende como el camino, cerrado, que resulta de ′ recorrer Γq0 y luego Γq0 . El inverso de cada elemento es la clase de equivalencia [Γq0 ]−1 ≡ [Γ−1 q0 ], (1.5,b) donde Γ−1 q0 es Γq0 recorrido en sentido inverso. La identidad son todos los caminos homotópicos a q0 e = [Γq0 ][Γq0 ]−1 = “q0 ”. (1.5,c) La acción de π1 (Q) sobre Qe viene dada por (1.6) [Γq0 ] → [Γq0 ][Γq ] ≡ [Γq0 ∪ Γq ]. 78 El mapa de recubrimiento es e → Q; π([Γq ]) = q. π:Q (1.7) Observamos que π −1 (q) son puntos que difieren por una acción de π1 (Q) . Ası́, todo lazo γ sobre algún punto q ∈ Q se levanta como un camino, γe , en Qe que empieza y termina en la fibra π −1 (q) . e puede descomponerse en la unión de “dominios fundamenQ tales” [57,59], cada uno de los cuales es isomorfo a Q . Estos contienen una y sólo una preimagen de cada punto q ∈ Q y podemos pasar de un dominio fundamental a otro por la acción de π1 (Q) sobre Qe . Definimos,ahora, una función de onda multivaluada ψ(q) e q) , donde [γ] recorre todo π1 (Q) . Si quereque toma los valores ψ([γ]e e q ) y ψ(e e q ′ ) tengan mos que para dos puntos qe y qe′ en la fibra de q , ψ(e la misma predictibilidad fı́sica, entonces e q) = a([γ])ψ(e e q ), ψ([γ]e e ∀e q∈Q (1.8) Mn ⊂ Rd × Rd × · · · × Rd ≡ Rnd . {z } | (1.9) donde |a([γ])| = 1 , para todas las [γ] ∈ π1 (Q) . Puede probarse que a([γ]) es una representación unitaria unidimensional de π1 (Q) . Tenemos entonces que se induce una acción de π1 (Q) sobre ψ(q) en el sentido que si movemos a q sobre un lazo γ en Q las funciones de onda difieren por la fase a([γ]) . Finalmente, debido a que el principio de superposición se cumple entre funciones de onda que adquieren el mismo a([γ]) por la acción de π1 (Q) , tendremos distintos sectores en el espacio de Hilbert de estados caracterizados por el factor a([γ]) que adquieren las funciones de onda ψ(q) al mover q sobre un lazo γ en Q [57]. Cuando Q es el espacio de configuraciones de n partı́culas idénticas Mn , la acción de π1 (Mn ) sobre las funciones de onda corresponde justamente a hacer un intercambio. Veamos entonces como es Mn [60-63]. Consideramos n partı́culas idénticas en Rd . En principio tendremos que n−veces 79 La indistinguibilidad se hace presente si tomamos el cociente de Rnd por la acción del grupo simérico Sn . Además pediremos que las partı́culas no colisionen. Esto corresponde a eliminar todos los puntos diagonales de Rnd , (i.e.) ∆≡ − → → r 1, · · · , − r n ∈ Rd t.q. − → → ri=− r j para al menos un par (i,j) con i 6= j. ) (1.10) Ası́, tomamos [60,61] (Rnd − ∆) . Mn = Sn (1.11) Nos interesa como es π1 (Mn ) . Para d ≥ 3 resulta que [60,61] π1 (Mn ) = Sn . Si definimos σi como el operador abstracto que efectúa el intercambio del objeto i con el i + 1 , en un arreglo de n objetos, resulta que todo elemento de Sn es generado por 1 , σ1 · · · σn−1 , donde 1 representa la identidad de Sn . Estos generadores verifican σi2 = 1, σi σj = σj σi (1.12,a) si |i − j| ≥ 2, σi σi+1 σi = σi+1 σi σi+1 . (1.12,b) (1.12,c) Nos interesa las representaciones unitarias de Sn . Le asignamos una fase e−iθj a cada σj . La propiedad (1.12,c) no dice que θi = θi+1 = θ . Luego (1.12,a) implica que 2θ = 2kπ , con k entero. Ası́ θ = 0 ó π (mod 2π ). Para g ∈ Sn a([g]) = 1 ∀g, (1.13,a) o a([g]) = ±1 dependiendo si la permutación es par o impar. (1.13,b) Para dimensión espacial 2, sucede que [10,57,58] π1 (Mn ) = Bn , donde Bn se le conoce como el grupo de trenzas (braid group). 80 Este puede definirse, al igual que Sn en términos de la identidad y las σi ’s, salvo que no verifican (1.12,a). Por lo tanto para Bn (iθ a([g]) = e P k εk ) , (1.14) donde εk es +1 ó −1 dependiendo de la ocurrencia, respectivamente, de σi o σi−1 . Tenemos, por tanto, que la acción de π1 (Mn ) sobre las funciones de onda es d ≥ 3 ψ→  ψ , estadı́stica de Bose-Einstein ±ψ , estadı́stica de Fermi-Dirac, (1.15) y en d = 2 ψ → a([g])ψ, con a(g) como en (1.14). (1.16) Observamos en d ≥ 3 la ocurrencia natural de la estadı́sticas usuales. En d = 2 si θ = 0 o π tendremos la estadı́stica bosónica o fermiónica y en otro caso tenemos una estadı́stica no usual que suele llamarse “fraccionaria”. En 2 dimensiones espaciales, si miramos el intercambio como un suceso que ocurre en determinado intervalo de tiempo, el ángulo entre la posición relativa de 2 partı́culas barre, en caso de haber intercambio, un ángulo de π o −π . Ası́, podemos reescribir a(g) como [61] P a([g]) = e −iθ π ij ∆φij (1.17) donde ∆φij es el cambio angular del vector relativo entre las partı́culas i y j . 2.- Implementación dinámica de la estadı́stica fraccional La amplitud de transición entre dos configuraciones de un sistema, usando la formulación de Feynman para la mecánica cuántica, es (cuando Q es simplemente conexo) ′ ′ K(q , t ; q, t) = Z DqeiS/h̄ , (2.1) 81 donde S es la acción clásica y Dq denota que la suma se hace sobre todas las trayectorias posibles, α , entre q y q′ . Si Q no es simplemente conexo debemos ir a Qe y al volver resulta que esta amplitud será la suma ponderada [59,62-64] K(q ′ t′ ; q, t) = X a([γ])Kγ (q ′ , t′ ; q, t), (2.2) [γ]∈π1 (Q) donde Kγ es el propagador parcial sobre todos los caminos α etiquetados por [γ] . Para esto último definimos un conjunto de caminos standards, Γq , desde un punto fijo q0 a todos los puntos de Q . Luego construimos el camino cerrado Γq αΓ−1 el cual pertenece a q′ alguna de las clases de equivalencia [γ] de π1 (Q) . La libertad para escoger q0 y el hecho de que K(q′′ , t′′ ; q′ , t′ ) K(q′ , t′ ; q, t) = K(q′′ , t′′ ; q, t) nos lleva a la conclusión que a([γ]) , al igual que en (1.8), es una representación de π1 (Q) . e q ) se realiza En Qe la ley de propagación de las funciones ψ(e integrado sobre uno de los dominios fundamentales e q′ ) = ψ(e Z h X F [γ]∈π (Q)] 1 i ′ ′ e q )de e K(e q , t ; [γ]e q, t)a[γ] ψ(e q (2.3) lo cual es equivalente a integrar sobre todo Qe . Es preciso, por cone q) = a[γ]ψ(e e q) siempre, esto es, debe ser propagada sistencia, que ψ([γ]e e ′ ]e e por (2.3). Ası́ K([γ]e q ′ , t′ ; [e γ ]q, t) = K(e q ′ , t′ ; q, t) y ψ([γ q ′ ) = a[γ ′ ]ψ(e q ′ ) en (2.3). Tenemos, por tanto, que las funciones de onda evolucionan dentro de un mismo sector del espacio de Hilbert. Pensando en el espacio de configuraciones, de dos partı́culas idénticas en el plano, y teniendo en cuenta (1.17) el factor a([γ]) en (2.2) puede reescribirse como  a([γ]) = e −iθ π R [γ] dΦ  (2.4) donde Φ es el ángulo del vector posición relativo entre las partı́culas con respecto a una dirección fija. Introduciendo (2.4) en (2.2), la 82 parte correspondiente a los caminos standards Γq y Γq′ contribuye como un factor de fase global [61], ası́ la parte relevante que queda es Z K ′ (q ′ , t′ ; q, t) = con S= Z t t′ DqeiS/h̄ h θ dΦ i dt L − π dt (2.5a) (2.5,b) Tenemos ası́ que la adición de este término a la acción determina la estadı́stica sin afectar las ecuaciones clásicas de movimiento. La última discusión sugiere que consideremos la mecánica cuántica de dos partı́culas idénticas con el término de interacción [65] θ Li = π Z Φ̇dt, (2.6) donde θ es un parámetro numérico, llamado parámetro estadı́stico. En el sentido de (1.7): θ es 0 ó π si queremos considerar, respectivamente, 2 bosones o 2 fermiones, y otros valores si queremos considerar anyones. El término de interacción puede reescribirse como LI = Z → d− r rel − → → q A (− r rel ) · dt, dt donde → Ai ( − r rel ) = − θ εij ∂j ln rrel , πq (2.7) (2.8) que corresponde a un punto de flujo en el origen del sistema de → r rel ) . El flujo referencia relativo. Esto pues B = εij ∂i Aj = 2θq δ( − del “campo magnético” B es Φ = 2θq . Desde este punto de vista cada partı́cula “ve” a la otra como un punto de flujo magnético. En este cuadro podemos decir que los anyones se comportan como partı́culas con carga ficticia q y flujo Φ , relacionados por el vı́nculo 2θ = qΦ . Pensando en la situación que se presenta cuando se estudia el efecto Aharanov-Bohm, la fase que adquirirı́a la función de onda 83 de una partı́cula que rodee al punto de flujo serı́a qΦ . Definimos entonces I α≡q dxi Ai , (2.9) como el “parámetro de comportamiento anyónico”, el cual usaremos en las siguientes secciones. Su relación con el parámetro estadı́stico es θ= α . 2 (2.10) 3.- Comportamiento anyónico en teorı́as vectoriales 3.1.- Teorı́a de CS pura y la TM vectorial Partimos de la acción S = Spart + SCS + < am J m >, (3.1) donde la acción de la partı́cula es la usual Spart = −m Z ds, (3.2,a) y µ < εmnl am ∂n al >, (3.2,b) 2 que corresponde al término de CS. J m es una corriente conservada. SCS = − En el lı́mite no relativista el lagrangiano Lpart + am J m puede verse como el usual 21 mv 2 + am v m q , si J m =< qẋm δ(x − x(τ )) > . La ecuación de movimiento para am es µεmnl ∂n al = J m . (3.3) La componente cero de (3.3) constituye el vı́nculo µB − J 0 = 0, (3.4) donde B ≡ εij ∂i aj es el ”campo magnético”. Cuando J m corresponde a una carga q q = µΦ, (3.5) 84 donde Φ es el flujo del campo magnético. Tenemos ası́ la tı́pica relación vincular del modelo anyónico, vista en la sección anterior. Además, como J 0 es nulo en todas partes salvo en la posición de la partı́cula, B = F12 = 0 , lo que indica que ai es puro calibre, y que la partı́cula es efectivamente un punto de flujo. El parámetro de comportamiento anyónico es αCS = q I dxi ai = qΦ = q2 , µ (3.6) que corresponderá al parametro estadı́stico θ= q2 . 2µ (3.7) Estos resultados se verifican cuando buscamos las soluciones estáticas para ai y calculamos α [29,30]. Si a la acción (3.1) le sumamos la acción de Maxwell, asintóticamente el término dominante es el de CS. El vı́nculo (3.4) es ahora la ley de Gauss modificada ∂i E i − µB = −J 0 . (3.8) Como el campo eléctrico cumple la ec. de Klein-Gordon con masa µ , éste decae con r como r α e−µr , donde α es alguna potencia. Ası́ R d2 x∂i E i = 0 , y entonces al integrar sobre todo el espacio se sigue R2 verificando (3.5). Las ecuaciones de movimiento para am cuando el término de Maxwell está presente son ∂m F mn − µεnml ∂m al = −J n , (3.9) donde en el lı́mite en que µ es muy grande recuperamos la teorı́a de CS pura. Como deseamos comparar con el caso gravitacional, tomamos como corriente J m a → → J 0 = qδ (2) ( − r ), J i = gεij ∂j δ (2) ( − r ), (3.10) 85 que corresponde a una carga q en el origen, con momento magnético dipolar g *. Tomamos el ansatz a0 = a(r), ai = εij ∂j V (r) + ∂i λ(r). (3.11) Podemos escoger λ(r) = 0 . Ası́ el sistema (3.9), queda como → ∆a − µ∆V = qδ (2) (− r) → ∆V − µa = −gδ (2) (− r) (3.12,a) (3.12,b) que podemos desacoplar sin ningún problema → (−∆)(−∆ + µ2 )V = (µq + g(−∆))δ (2) (− r ), → (−∆ + µ2 )a = −(q − µg)δ (2) (− r ). (3.13,a) (3.13,b) Este sistema lo resolvemos usando las funciones de Green de Yukawa y Coulomb, Y (µr) y C(µr) , que verifican → (−∆ + µ2 )Y (µr) = δ (2) (− r ), → (−∆)C(µr) = δ (2) (− r ), (3.14,a) (3.14,b) donde 1 K0 (µr), 2π 1 ln(µr). C(µr) = − 2π Y (µr) = (3.15,a) (3.15,b) K0 (µr) es la función de Bessel modificada de orden 0. En C(µr) , µ puede cambiarse por cualquier constante con dimensiones de masa sin alterar (3.14,b), la función de esta constante es que el argumento del logaritmo sea adimensionado. La solución al sistema es a(r) = −(q − µg)Y (µr), q (q − µg) Y (µr) + C(µr). V (r) = − µ µ *En (3.16,a) (3.16,b) → 3 dimensiones espaciales podemos definir el momento magnético como − m = R − − → − → − → → r × d l , haciendo la identificación Id l → J dV tendremos, entonces, − → → =R − → que − m r × J dV . “Traduciendo” este concepto a 2 dimensiones espaciales − → → → “− r × J ” = εij xi J j . Obteniendo con (3.10) ” − m ′′ = g . 1 2I 86 La solución del sistema (3.13) en el limite de µ grande (que → → corresponde a la teorı́a de CS pura) es a(r) = (g/µ)δ (2)( − r ), V (− r )= (q/µ)C(r) , que cuando g = 0 corresponde a un punto de flujo con el comportamiento anyónico planteado. Cuando g 6= 0 , αCS no cambia y Fmn = 0 fuera de la posición de la partı́cula. Cuando el término de Maxwell está presente, usando el hecho de que asintóticamente K0 (x) ∼ x−1/2 e−x , tenemos que cuando µr >> 0 a0 ∼ 0, ai ∼ q εij ∂j C(µr), µ (3.17) al igual que la teorı́a de CS pura. El parámetro de comportamiento anyónico es para un cı́rculo de radio R αT M (R) = q2 − q(q − µg)RK1(µr), µ (3.18) el cual tiende a αCS cuando R → ∞ , como es de esperarse. En el caso particular en que q − µg = 0 resulta que αT M = αCS para cualquier contorno y las soluciones coinciden en las regiones externas a la fuente. 3.2.- Las teorı́as autodual y TM, y el problema de los aclopamientos no minimales Se ha dicho que cuando hay rotura espontánea de simetrı́a, se pierde el comportamiento anyónico [32,33]. De hecho si consideramos la teorı́a de CS pura con un término adicional de la forma −m2 ar ar , que podrı́a venir de algún proceso de rotura espontánea de simetrı́a, la acción del campo am corresponde a la teorı́a autodual con masa mAD = m2 /|µ| . La ecuación (3.3) serı́a ahora µεmnl ∂n al + m2 am = J m . (3.19) Si tomamos J m como en (3.10) y el ansatz (3.11), es inmediato 87 obtener q mAD → (q + mAD g)Y (mAD r) + δ (2) (− r ), µ µ m g+q VAD (r) = ( AD )Y (mAD r), µ λAD (r) = 0, aAD (r) = − (3.20,a) (3.20,b) (3.20,c) donde el argumento de la función de Green de Yukawa se corresponde con la masa de las excitaciones. En el caso particular en que q + mAD g = 0 tendremos que Fmn = 0 . El parámetro de comportamiento anyónico para un cı́rculo de radio R es αAD (R) = q(q + mAD g) mAD RK1 (mAD R), µ (3.21) que tiende a cero cuando R → ∞ , y es idénticamente cero q+mA D g = 0. En vista del equivalente entre las teorı́as ST M y SAD nos preguntamos si será posible algún acoplamiento no minimal que reproduzca en una teorı́a las soluciones de la otra. La respuesta a esta pregunta es afirmativa. Tomemos primero la teorı́a de CS con el término de Maxwell (la TM) con un acoplamiento no minimal que corresponda a tomar J m en (3.9) como 1 Jem = εmnl ∂m Jl µ (3.22) y Jl como en (3.10). Las soluciones estáticas serán e aT M (r) = −(q − µg)Y − g (2) − δ (→ r ), µ 1 VeT M (r) = − (q − µg)Y (µr), µ (3.23,a) (3.23,b) y tomamos λeT M = 0 como elección de calibre (lo cual es posible tomando estático al parámetro de la transformación de calibre). Observamos que (3,23) corresponde a tomar µ → −µ y m2 → µ2 en (3.20). Ası́ cuando tengo la teorı́a TM acoplada no minimalmente 88 (∼ am εmnl ∂n Jl ) , las soluciones estáticas corresponden a las de la teorı́a AD con acoplamiento minimal. Recı́procamente tomemos la teorı́a de CS con el término de rotura de simetrı́a (la AD ) con el acoplamiento no minimal, que corresponde a resolver (3.19) con J m como Jem = mAD εmnl ∂n Gl , (3.24,a) G 0 = qC(mAD r), G i = gεij ∂j C(mAD r), (3.24,b) donde que corresponde a G m = (−∆)−1 J m , con J m como en (3.10). Las soluciones estáticas correspondientes, resultan ser mAD (q + mAD g)Y (mAD r) µ q + mAD g q VeAD (r) = ( )Y (mAD r) − C(mAD r), µ µ eAD (r) = 0. λ e aAD (r) = − (3.25,a) (3.25,b) (3.25,c) Estas soluciones corresponden a las de la topológica masiva si tomamos mAD → −µ , µ → −µ . El parámetro de comportamiento anyónico es, para un cı́rculo de radio R α eAD (R) = − (q + mAD g) q2 +q mAD RK1 (mAD R), µ µ (3.26) donde para el caso en que q+mAD g = 0 , es igual al de la teorı́a de CS pura con parámetro −µ . Es importante recalcar que en este caso particular como asintóticamente el parámetro de comportamiento anyónico no depende de m . El punto que no queda claro es cuál será el significado fı́sico de (3.24). 3.3.- La teorı́a de Hagen Para la teorı́a de Hagen (ver capı́tulo II), las ecuaciones del campo am serán ∂m F nm − µ eεmnl ∂n al = − λ 1 ((1 − λ)J m + εmnl ∂n Jl ), 2 (1 − λ) µ e (3.27) 89 donde µe = µ/(1 − λ) . Tomamos J m como en (3.10), y las soluciones estáticas son 1 (q − µ eg)Y (e µr), (1 − λ)2 1 q (q − µ eg) VH (r) = − Y (e µr) + C(e µr). 2 (1 − λ) µ e (1 − λ)e µ aH (r) = − (3.28,a) (3.28,b) El parámetro de comportamiento anyónico, para un cı́rculo de radio R es 2 αH (R) = q q − (q − µ eg)RK1(e µR). µ (1 − λ)2 (3.29) Observamos que cuando λ → 0 tienden uniformemente a las soluciones correspondientes de la teorı́a TM. Para el parámetro de comportamiento anyónico sucede lo mismo. Sin embargo es de notar que tanto asintóticamente, como en el caso particular, q−µ eg = 0 , el parámetro no depende de λ . Esto último esta en correspondencia con el hecho de que asintóticamente el término dominante es el de CS. 4.- Comportamiento anyónico en teorı́as de gravedad linealizada 4.1.- La posibilidad de tener anyones gravitacionales La acción de una partı́cula libre en un campo gravitacional es Sp = −m Z dτ (−gmn dxm dxn 1/2 ) . dτ dτ (4.1) Cuando tomamos la aproximación de campo débil (o linealizamos) gmn = ηmn + κhmn obtenemos Spl = −m Z dxm dxn 1/2 dτ (−ηmn ) + dτ dτ Z κ + d3 xhmn (x)T mn (X), 2 donde T mn (X) = m dxm dxn dt (2) − − → δ (→ x − X (t)). dt dt dτ (4.2) (4.3) 90 Si pasamos al lı́mite no relativista de (4.2), tendremos Spl(nr) 1 = m 2 Z κm dtẊ + 2 2 Z dth00 (X) + κm Z dth0i (X)Ẋ i , (4.4) que es igual a la acción de una partı́cula en un campo electromagnético, si hacemos la identificación [26,27] κmh0i → qai , 1 κmh00 → qa0 . 2 (4.5) Este resultado nos induce a pensar en la posibilidad de implementar dinámicamente estadı́sticas anyónicas en el contexto de teorı́as de gravedad linealizada. Esto fué presentado originalmente por Deser [29,30], con la teorı́a de gravedad topológica masiva linealizada. Sin embargo, veremos en la próxima subsección que con la teorı́a TM no se logra una generalización uniforme de los resultados para teorı́as vectoriales [66]. La razón es que el término topológico linealizado es de tercer orden y por lo tanto no domina sobre el de Einstein asintóticamente. El efecto del término de CS vectorial se generaliza para teorı́as de gravedad linealizada con el término de CS triádico (TCS) [66]. Consideremos, entonces, la acción S = −m Z ds + ST CS + κ < hmn T mn >, (4.6) donde al linealizar la acción de la partı́cula (4.1) hemos partido con la métrica en función de los dreibeins gmn = em a en b ηab , (4.7) y linealizamos los dreibeins, ep a = δp a + κhp a , lo cual produce el acoplamiento κhmn T mn con T mn simétrico. La relación entre hmn y hmn es hmn = hmn + hnm . (4.8) En (4.6) ST CS es ST CS = µ < hpa εprs ∂r hs a > . 2 (4.9) 91 Tomamos como fuente, T mn → T 00 = mδ (2) ( − r ), T 0i = 1 → σεij ∂j δ (2) ( − r ), 2 T ij = 0, (4.10) que corresponde a una partı́cula con masa m y momento angular R R intrı́nseco σ ( d2 xT 00 = m , d2 εij xi T 0j = σ) . Si hacemos la descomposición T + L de hmn h00 = n(r), (4.11,a) h0i = εij ∂j (nT − v L ) + ∂i (nL + v T ), (4.11,b) hi0 = εij ∂j (nT + v L ) + ∂i (nL − v T ), (4.11,c) hij = (δij ∆ − ∂i ∂j )hT + (εiκ ∂κ ∂j + εjκ ∂κ ∂i )hT L + ∂i ∂j hL + εij V, (4.11,d) las ecuaciones de movimiento para las hmn son µεprs ∂r hs n = −κT pn , (4.12) La componente 00 de (4.12) es el vı́nculo µεij ∂i hj0 = κT 00 , (4.13) que constituye la generalización del vı́nculo (3.4), como veremos. En función de las componentes T+L, (4.12) queda como κm − δ( → r ), µ κσ → εij ∂j δ(− r ), εij ∂j ∆hT + ∂i (∆hT L + V ) = 2µ κσ − δ( → r ), n= 2µ (−∆)(nT + v L ) = 1 (δij ∆ − ∂i ∂j )(nT − v L ) + (εij ∂j ∂κ + εκj ∂j ∂i )(nL − v T )+ 2 1 + εiκ ∆(nL − v T ) = 0. 2 (4.14,a) (4.14,b) (4.14,c) (4.14,d) Para resolver (4.14), notamos que si hacemos una transformación de calibre estática , n , nT − v L , nL + v T , nT + v L y hT son invariantes, y δhL = ξ L , δhT L = 1 1 T ξ , δV = − ∆ξ T , δ(nL − V T ) = ξ, 2 2 (4,15) 92 donde ξ0 = ξ , ξi = ∂i ξ L + εij ∂j ξ T y δhmn = ∂m ξn . Fijamos el calibre hT L = 0 , hL = hT y tendremos Kσ − δ( → r ), 2µ h0i (r) = 0, κm εij ∂j C(µr), hi0 (r) = µ κσ → hij (r) = δij δ(− r ). 2µ h00 (r) = (4.16,a) (4.16,b) (4.16,c) (4.16,d) La comparación con los casos vectoriales es a través de los hmn de la linealización de la métrica. Ası́ con (4.8) κσ − δ( → r ), µ κm εij ∂j C(µr), h0i (r) = µ κσ → hij (r) = δij δ(− r ). µ h00 (r) = (4.17,a) (4.17,b) (4.17,c) Luego de hacer la identificación κσ → g y κm → q , notamos que h00 y h0i corresponden a las soluciones para a0 y ai en el sistema vectorial de CS puro (ecuación (3.12) en el lı́mite µ muy grande). El parámetro de comportamiento anyónico será. αT CS ≡ κm I dxi h0i = (κm)2 , µ (4.18) independientemente del contorno que escojamos. Este resultado es la generalización uniforme del obtenido para la teorı́a vectorial correspondiente. 4.2.- El parámetro de comportamiento anyónico para la teorı́a VCS linealizada y la TM linealizada Visto el resultado obtenido para la teorı́a TCS pura, miramos la teorı́a que resulta de agregar la acción de Einstein linealizada a (4.6) [66]. Este será el análogo a cuando tenemos el término 93 de Maxwell presente, para el caso vectorial. Las soluciones deben coincidir asintóticamente ya que en este lı́mite dominará ST CS . Las ecuaciones de movimiento para hmn son ahora las correspondientes a la teorı́a VCS linealizada con la fuente (4.10) 1 ( εpmn εsrl − εpml εsrn )∂m ∂r hsl + µεprs ∂s hr n = −κT pn . 2 La componente 00 es el vı́nculo (δij ∆ − ∂i ∂j )hij − µεij ∂i hj0 = −κT 00 . (4.19) (4.20) Al integrar (4.20) sobre todo el plano da la misma relación entre κm y el flujo de εij ∂i hj0 que se obtiene en (4.13). Esto se debe, al igual que en el caso vectorial, a que asintóticamente ∆hT va como r α e−µr por lo que no contribuye. Haciendo la misma descomposición que (4.11), las ecuaciones se transforman en → ∆2 hT + µ∆(nT + v L ) = −κmδ (2) (− r ), κσ → −∆nT − µ∆hT = − δ (2) (− r ), 2 µV + µ∆hT L = 0, κσ → r ), −∆nT − µn = − δ (2) (− 2 n + µ(nT − v L ) = 0, µ(nL + v T ) = 0 (4.21,a) (4.21,b) (4.21,c) (4.21,d) (4.21,e) (4.21,f) que es invariante bajo (4.15). Fijamos hT L = 0 , (⇒ V = 0) , nL = 0(⇒ V T = 0 y hL = hT . Cada fijación la hacemos con una de las componentes de ξm (ξ T , ξ y ξ L respectivamente). Al desacoplar el sistema obtendremos (m + µσ) Y (µr) 2 (m + µσ) hT (r) = −κ (C(µr) − Y (µr)) 2µ2 (m + µσ) κm nT (r) = −κ Y (µr) + C(µr) 2µ 2µ κm C(µr). v L (r) = 2µ n(r) = κ (4.22,a) (4.22,b) (4.22,c) (4.22,d) 94 Resaltamos que hmn no es simétrico Las hmn correspondientes son entonces h00 = κ(m + µσ)Y (µr), κm κ C(µr)], h0i = εij ∂j [− (m + µσ)Y (µr) + µ µ hij = δij κ(m + µσ)Y (µr), (4.23,a) (4.23,b) (4.23,c) donde observamos que h00 ∼ a0 , h0i ∼ ai , en (3.16), luego de identificar κm ∼ q κσ ∼ g . El parámetro de comportamiento anyónico es para un cı́rculo de radio R αV CS (R) = (κm)2 − κmκ(m + µσ)RK1 (µR). µ (4.24) En (4.24) vemos que asintóticamente αV CS (R → ∞) = αT CS . También sucede lo mismo para m + µσ = 0 y no dependerá del contorno. Asintóticamente h00 ∼ 0, h0i ∼ εij ∂j κm C(µr), hij ∼ 0, µ (4.25) que corresponde a la (4.17). Cuando m + µσ = 0 las soluciones exteriores a las fuentes de ambos modelos ( T CS y V CS ) coinciden. Para la TM linealizada las ecuaciones de movimiento son [29] donde 1 lp (ε r ∂l Gmr + εlm r ∂l Gpr ) − µGmp = µκT pm 2 (4.26) 1 Gpm = − εprs εmlt ∂r ∂l hst . 2 (4.27) Con la descomposición (4.11), obtenemos que ∆2 T h , 2 ∆ G0i = εij ∂j nT , 2 1 Gij = − (δij ∆ − ∂i ∂j )n, 2 G00 = − (4.28,a) (4.28,b) (4.28,c) 95 donde notamos que las partes sensibles a transformaciones de calibre nL , hT L y hL no intervienen en la solución de (4.27). Tomamos nL = hT L = 0 y hL = hT , llegamos a que h00 (r) = κ(m + µσ)Y (µr), (m + µσ) (Y (µr) − C(µr))], h0i (r) = εij ∂j [−κ µ hij (r) = δij [κ(m + µσ)Y (µr) − 2κmC(µr)]. (4.29,a) (4.29,b) (4.29,c) Observamos que (4.29) sólo constituye la generalización uniforme del caso vectorial ( la TM vectorial ) cuando σ = 0(g = 0) . En el caso especial que m + µσ = 0 no hay posibilidad de comportamiento anyónico (h0i = 0) y la solución corresponde a la generada por una partı́cula masiva sin spin en la teorı́a de Einsten linealizada [29]. Ası́, puede decirse que el efecto del término CS y del T 0i se cancelan mutuamente. El parámetro de comportamiento anyónico es para un cı́rculo de radio R αT M (R) = κmκ(m + µσ) (1 − µRK1 (µR)), µ (4.30) que difiere del “correspondiente” caso vectorial (la TM vectorial), y observamos que αT M (R) = 0 (para cualquier contorno) si m+µσ = 0 . La analogı́a con el modelo TM vectorial se da como dijimos, cuando σ = 0(g = 0) [28,29,66]. 4.3.- Parámetro de comportamiento anyónico de la teorı́a AD y de la teorı́a de Einstein autodual Ya vimos para el caso vectorial que cuando hay rotura de simetrı́a el parámetro de comportamiento anyónico se anula. Con el término TCS linealizado podemos considerar dos posibilidades: una cuando tenemos además de ST CS al término de Fierz-Pauli (teorı́a autodual), y otra si además tenemos el de Einstein que corresponderı́a a la gravedad de Einstein autodual. Ambas teorı́as 96 han perdido la invariancia de calibre y veremos que el parámetro de comportamiento anyónico es nulo. Si consideramos la acción AD , partirı́amos de (4.6) sumándole el término de Fierz-Pauli ∼ m2 (hh − hh) . Las ecuaciones de movimiento para hmn , son µεprs ∂r hs n − M 2 (hnp − η pn hl l ) = −κT pn . (4.31) El método a seguir es el ya expuesto con T pn como en (4.10) y la descomposición (4.11). Obtenemos κmAD κσ (2) − δ (→ r )+ (m − mAD σ)Y (mAD r), (4.32,a) 2µ 2µ κ (m − mAD σ)εij ∂j Y (mAD r), (4.32,b) hi0 (r) = h0i (r) = 2µ  κmAD ∂i ∂j  κσ (2) − Y (mAD r), (4.32,c) δ (→ r )δij + (m − mAD σ) δij − 2 hij (r) = 2µ 2µ mAD h00 (r) = y como hmn = hnm , resultará que hmn = 2hmn . En (4.32) mAD ≡ M 2 /µ corresponde a la masa de las excitaciones de la teorı́a autodual. El parámetro de comportamiento anyónico será para un cı́rculo de radio R αAD (R) = κmκ(m − mAD σ) mAD RK1 (mAD R), µ (4.33) que tiende a cero cuando R → ∞ . Cuando m − mAD σ = 0 , αAD es idénticamente cero. La analogı́a con el caso vectorial se obtiene si se identifica km ↔ q y kσ ↔ g . Para la teorı́a de Einstein autodual partirı́amos del sitema 1 ( εpmn εsrl − εpml εsrn )∂m ∂r hsl − µεprs ∂s hr n + 2 − M 2 (hnp − η pn hl l ) = −κT pn . (4.34) Las masas de las excitaciones, como vimos en el Capı́tulo V son (ε = µ/M ) r  Mε 4 1+ 2 ±1 . m± = 2 ε (4.35) 97 Siguiendo el mismo proceso y descrito, obtenemos, de nuevo, que hmn = hnm y h00 = κ [m+ (m − m+ σ)Y (m+ r)+ m+ + m− + m− (m + m− σ)Y (m− r)], h0i = (4.36,a) κ εij ∂j [(m − m+ σ)Y (m+ r)− m+ + m− − (m + m− σ)Y (m− r)], (4.36,b)   κ ∂i ∂j hij = [m+ (m − m+ σ) δij − 2 Y (m+ r)+ m+ + m− m+  ∂i ∂j  + m− (m + m− σ) δij − 2 Y (m− r)], (4.36,c) m+ El parámetro de comportamiento anyónico, para un cı́rculo de radio R , es αE(AD) (R) = κm [κm+ R(m − m+ σ)K1 (m+ R)+ m+ + m− −κm− R(m + m− σ)K1 (m− R)], (4.37) que tiende a cero si hacemos tender R → ∞ . El resultado (4.36) podı́amos obtenerlo directamente teniendo en cuenta el hecho que el propagador de la acción de Einstein autodual es la combinación lineal de dos propagadores autoduales. Para esto tomamos M = µ en (4.32) y tomamos esto como el resultado para la teorı́a AD con helicidad +2 . Lo llamamos h(+) mn (M ) . Es inmediato notar que, en virtud de la ecuación (2.18) del Capı́tulo V, para la teorı́a autodual hmn = 1 (−) [m+ h(+) mn (m+ ) + m− hmn (m− )], m+ + m− (4.38) que corresponde a las ecuaciones (4.36). 4.4 La teorı́a autodual con acoplamiento no minimal En virtud de la analogı́a que existen entre las teorias de spin 1 y spin 2, probamos que sucede si miramos el comportamiento 98 anyónico de la teorı́a AD con una fuente de la forma Temn = −mAD εnls ∂l (−∆)−1 Ts m , (4.39) con T mn igual que en (4.10). Esta forma particular de fuente la escogemos en analogı́a con eso vectorial (ecuación (3.24)). Observamos que Temn no es simétrica. 2 Partimos de (4.31) con la guente (4.39) y mAD = Mµ = µ , consiguiendo en principio que hT L , V , nL − v T y nL + v T son nulos. Las ecuaciones restantes son κmAD σ (2) − δ (→ r ), 2 mAD (nT + v L ) − ∆hT = κmC(mAD r), −mAD ∆hT + ∆(nT +L ) − mAD ∆hL = mAD (nT − v L ) − n = 0, κσ mAD hL + (nT − v L ) + mAD (−∆)−1 n = − C(mAD r), 2 T −1 h + (−∆) n = 0, (4.40,a) (4.40,b) (4.40,c) (4.40,d) (4.40,e) de donde κmAD (m − mAD σ) Y (mAD r), 2µ κ(m − mAD σ) (C(mAD r) − Y (mAD r)), hT (r) = − 2µmAD κm C(mAD r), hL (r) = − 2µmAD κmAD (m − mAD σ) km nT (r) = Y (mAD r) − C(mAD r), 2µ 2µ κm C(mAD r), v L (r) = − 2µ n(r) = (4.41,a) (4.41,b) (4.41,c) (4.41,d) (4.41,e) Las soluciones (4.41) son iguales a las de la teoria V CS si hacemos la identificación mAD → −µ , µ → −µ y fijamos a µhL = −v L . El comportamiento anyónico, a partir de (4.41) es, para un cı́rculo de radio R α eAD (R) = − κm κ2 m2 + k(m − mAD σ)mAD RK1 (mAD R). µ µ (4.42) 99 Este es igual al de la teorı́a T CS asintóticamente, observamos que esta igualdad de comportamientos anyónicos no depende del término inercial, sólo del término T CS . αeAD (R) = αV CS (R) (ecuación (4.24)) si hacemos la identificación antes señalada. Concluı́mos entonces, que la teorı́a V CS en un calibre y acoplamiento minimal con la fuente (4.10) corresponde a la teorı́a autodual con un acoplamiento no minimal. Capı́tulo VII CONCLUSIONES En este trabajo hemos introducido y analizado nuevas teorı́as en 2+1 dimensiones. Una de estas es la Gravedad masiva Vectorial de Chern-Simons. Esta tiene la acción (Capı́tulo IV) [43,47] SV CS = SE ± µST CS , (6.1) donde SE es la acción de Einstein y ST CS es el término de CS triádico. SV CS representa a una teorı́a curva que propaga una excitación masiva de helicidad 2µ/|µ| . Tiene la ventaja respecto a la teorı́a T M existente, que es de segundo orden. Sin embargo, no tiene invariancia Lorentz local; aunque mantiene la invariancia bajo transformaciones de coordenadas. A nivel linealizado hicimos un estudio dinámico bastante amplio, que no habı́a sido realizado ya que, SVl CS , sólo habı́a aparecido como una acción intermedia entre la acción maestra de spin 2 y la teorı́a autodual [17]. Se analizó su espectro fı́sico covariantemente, se halló su acción reducida y se analizó parcialmente con el formalismo canónico. Como posibles ampliaciones al estudio de esta teorı́a queda el análisis canónico de la teorı́a curva, ası́ como la búsqueda de soluciones exactas a sus ecuaciones de movimiento. Dentro de los resultados resaltantes de esta tésis está también el hecho de que los fenómenos fı́sicos que se encuentran en las teorı́as de spin 1 se repiten uniformemente en las teorı́as de spin 2: 101 1) Tenemos una teorı́a invariante bajo P y T que describe a dos excitaciones masivas de igual masa y helicidades opuestas. Para spin 1 está la teorı́a de Proca, para spin 2 la de Fierz-Pauli. La “raı́z” de sus ecuaciones de movimiento nos proporciona la “condición de autodualidad” que verifican las partes dinámicas del campo matriz. 2) Tenemos una teorı́a autodual (AD) para spin 1 y 2, cuyas ecuaciones de movimiento son justamente la condición de autodualidad t (sobre aTm y hTmn ) ya mencionadas. Estas teorı́as AD violan P y T , no son sensibles a transformaciones de calibre, y describen una excitación masiva de masa m y helicidad +1 ó − 1 (+2 ó − 2) dependiendo del signo con que aparece m en la acción. Estas acciones autoduales también existen para spines altos y conjeturamos que existen para cualquier spin entero [19,20]. La condición de autodualidad constituye una realización de la ecuación de Pauli-Lubanski que verifican las distintas representaciones irreducibles del grupo de Poincaré en 2+1 dimensiones [67]. 3) Existe una teorı́a masiva invariante de calibre de segundo orden. Para spin 1 es la teorı́a T M y para spin 2 la gravedad V CS linealizada. Estas teorı́as son equivalentes a las teorı́as autoduales como teorı́as libres [16,18,31,44] (Capı́tulo II y III). Esto ocurre también con teorı́as de spin 3 [20]. Puede probarse, también, que las teorı́as son equivalentes canónicamente en el sentido que una corresponde a la otra con el calibre fijado ([36,44] y Capı́tulo III). Cuando hay fuentes externas las teorı́as deben estar acopladas de manera distinta con la fuente para mirar su equivalencia. 4) Las teorı́as invariantes de calibre de segundo orden pueden sufrir un proceso de rotura de simetrı́a. Para spin 1 la teorı́a con simetrı́a rota es la de Proca-Chern-Simons SP CS = SM axwell − µSCS − m2 SP , (6.2,a) para spin 2 es la de Einstein autodual (AD) SE = SE − µST CS − m2 SF P . (6.2,b) 102 Ambas teorı́as vimos que describen 2 excitaciones masivas, autoduales, de masas distintas mε ( m± = 2 r 1+ 4 ± 1), ε2 (6.3) y tienen energı́a definida positiva (Capı́tulo V) [34,51,52,54,56]. Este resultado también se verifica con la teorı́a invariante de calibre de spin 3. 5) Es posible implementar dinámicamente estadı́stica y spin fraccional. Para spin 1 el término responsable de esto es el de CS vectorial. Para spin 2 encontramos que es el de T CS linealizado (Capı́tulo VI) [66]. Este cuadro se mantiene asintóticamente en presencia del término de Maxwell, para el caso de spin 1 [29,30]; y del término de Einstein, para el caso de spin 2 [66]. Cuando hay acoplamiento minimal y se ha roto la simetrı́a, se pierde el comportamiento anyónico. Éste se mantiene si el acoplamiento es no minimal (Capı́tulo VI). Dentro de estas comparaciones incluimos a la teorı́a T M linealizada, encontrando que no es posible romper la invariancia de calibre de ST2,lM parcial o totalmente (Capı́tulo V) ya que la teorı́a resultante tiene energı́a no acotada inferiormente. El parámetro de comportamiento anyónico no es igual al caso de spin 1 y en determinado casos (m + µσ = 0) no lo hay (Capı́tulo VI) [66]. Finalmente queda como pregunta abierta la implementación de estadı́stica fraccionaria a nivel covariante curvo. Referencias [1] D. Gross, R. D. Pisarski y L. G. Yaffe, Rev. Mod. Phys. 53 (1981) 43. [2] G. ’tHooft, “Dimensional Reduction in Quantum Gravity”, Preprint THU-93/26. [3] F. 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B268 (1991) 81. APÉNDICE A CONVENCIONES PARA TEORÍAS DE GRAVEDAD CURVA Y LINEALIZADA A.1 Transformaciones bajo difeomorfismos Ante un cambio de coordenadas x → x′ = x − ξ(x), (A.1) los objetos quedan definidos por su comportamiento ante estas transformaciones: a) Un escalar cambia como δf (x) = ξ m ∂m f, (A.2) b) Para vectores covariantes Um y contravariantes V m δUm = ξ n ∂n Um + (∂m ξ n )Un , (A.3,a) δV m = ξ n ∂n V m − ∂n ξ m V n , (A.3,b) c) Un tensor general cambia como m1 ··· δT m1 ···mj n1 ···nj = ξ n ∂n T m1 ···mj n1 ···nj + ∂n1 ξ p Tpn + 2 ··· ··· + ∂n2 ξ p Tnm11p··· +··· (A.3,c) 108 d) Una densidad de peso p δh = ξ n ∂n h − p∂n ξ n h, (A.4) e) Para una densidad vectorial km de peso p δk m = ξ n ∂n k m − (∂n ξ m )k n − p∂n ξ n k m , (A.5) A.2 Derivadas covariantes, conexiones, tensores de Riemmann, Ricci y Einstein Las derivadas covariantes de un vector covariante o contravariante son Dm Un = ∂m Un − Γlmn Ul , (A.6,a) Dm V n = ∂m V n + Γnml V l , (A.6,b) las cuales transforman bajo difeomorfismos como vectores. Γmn l no es un buen tensor, pero la torsión si lo es Tmn l ≡ Γlmn − Γlnm . (A.7) El tensor de curvatura Rmnl s se define por el conmutador entre derivadas covariantes [Dm , Dn ]V l = Rmns l V s − Tmn s Ds V l , (A.8) Rmns l = ∂m Γlns + Γlmr Γrns − (m ↔ n). (A.9) donde Las identidades de Jacobi para los conmutadores permite hallar las identidades de Bianchi para Tmn l y Rmnl s 109 Dr Rmns l + Tmn t Rtrs l + (Cı́clicos en r, m, n) = 0, (A.10,a) Rmnr t − Dr Tmn t − Tmn s Tsr t + (Cı́clicos en r, m, n) = 0 (A.10,b) Con el tensor de curvatura o tensor Riemmann se define el tensor de Ricci como la contracción Rmn ≡ Rlmn l = Rnm , (A.11,a) el cual al contraerlo, da el escalar de curvatura R ≡ Rm m . (A.11,b) En d dimensiones el tensor de curvatura tiene (1/12)d2(d2 − 1) componentes independientes y el de Ricci (1/12)d(d + 1) . Con Rmn y R se define el tensor Einstein como 1 Gmn = Rmn − gmn R 2 (A.12) el cual es covariantemente conservado, en virtud de las identidades de Bianchi (A.10) Dm Gmn = 0. (A.13) A.3 Particularidades en d=2+1 En tres dimensiones, el tensor de Einstein y de Riemmann tiene el mismo número de componentes independientes. Ası́ que uno puede expresarse en función del otro. De hecho Rmnl s = −εmnt εs pl Gtp . (A.14) Ası́, no es posible definir el tensor de Weyl de manera usual. Sin embargo tenemos un tensor conforme. Este es el tensor de Cotton 110 1 el n , C mn ≡ √ εmpl Dp R −g (A.15) el cual es simétrico, tiene traza nula y es covariantemente conservado. En (A.15) em n = Rm n − 1 δm n R R 4 (A.16) A.4 Lenguaje de las Trı́adas Resulta conveniente, en ocasiones, remitirse al espacio tangente de la variedad. Ahı́, introducimos las tetradas (vielbeins), ea , las cuales tienen componentes curvilı́neas ea m , sus duales, ea , tendrán componentes em a . Ası́ ea m em b = δa b . (A.17) Referimos a los ı́ndices “de mundo” con las letras intermedias del alfabeto y a los ı́ndices del espacio tangente con las primeras letras del alfabeto. En el espacio tangente definimos las transformaciones que conservan la norma Va U a δV a = V b Xb a , δUa = −Xba Ua , (A.18) y respecto a estas transformaciones tenemos las derivadas covariantes Dm Ua = ∂m Ua − ωma b Ub , (A.19,a) Dm V a = ∂m V a + V b ωmb a . (A.19,b) ωma b transforma como una buena conexión δωmb a = −Dm Xb a (A.20) 111 Para objetos mixtos, como por ejemplo em a , la derivada covariante total es Dm en a = Dm en a − Γlmn el a . (A.21) Por consistencia entre las definiciones se pide que Dm em a = 0 . Ası́ Dm en a = Γlmn el a , (A.22) Por lo tanto Tmn l el a = (Dm en a − Dn em a )ea l ≡ Tmn a ea l (A.23) Cuando Tmn a = 0 es posible obtener ωm a en función de em a . Podemos, también, definir el análogo al tensor de curvatura. Este es Rmna b = ∂m ωna b − ∂n ωma b + ωna c ωmc b − ωnb c ωmc a , y [Dm , Dn ]V a = V b Rmnb a . (A.24) Rmna b = Rmnl s es b el a (A.25) Resulta que En dimensión 2 + 1 llamamos al vielbein, dreibein (trı́ada). En esta dimensión podemos definir “duales” a los Rmna b , ωma b , · · · 1 abc ε ωmbc 2 1 = εabc Rmnbc , 2 ωm a ≡ ∗ a Rmn (A.26,a) (A.26,b) Y, aún mas 1 pmn ∗ a ε Rmn 2 1 = εpmn εabc Rmnbc . 4 R∗∗pa = (A.26,c) 112 El determinante de dreibein es e=− 1 pmn ε εabc ep a em b en c , 3! (A.27) 1 pmn ε εabc em b en c . 2e (A.28) ası́ ea p = Puede mostrarse que R∗∗pa ea r = eGpr . (A.29) Por último, la solución a (A.23) es 1 eωm a = (emb ep a εprs ∂r es b − em a epb εprs ∂r es b ) 2 (A.30) A.5 La acción de Einstein y su linealización La acción de Einstein SE = − 1 √ −gR , 2k 2 (A.31) se escribe, alternativamente, como 1 ∗ a hepa εpmn Rmn i. (A.32) 2k 2 La prescripción al linearizar es em a = δm a + khm a , obtenemos SE = entonces 1 h2hpa εpmn ∂m ωn a − (ωma ω am − ωm m ωa a )i . (A.33) 2 Al linearizar la métrica (gmn = ηmn + kh(s) mn ) el tensor de Einstein l SE = es 1 (− h(s)mn + ∂ m ∂l h(s)ln + ∂ n ∂l h(s)lm + 2 − ∂ m ∂ n h(s)r + η mn ( h(s) − ∂r ∂s hrs )) r 1 = − εmrs εnlp ∂r ∂l h(s) sp 2 Gmn = (A.34) (A.35) 113 A nivel linealizado (A.30) se escribe como 1 ωm a = − δm a εpnr ∂p hnr + εanr ∂n hrm 2 (A.36) que podemos sustituir en (A.33) y obtenemos SE = − 1 pa < h(s) > pa G 4 (A.37) con h(s) pa = hpa + hap (A.38) APÉNDICE B OPERADORES DE PROYECCIÓN Y TRANSFERENCIA PARA TEORÍAS DE SPIN 2 EN D=2+1 Para el cálculo de los propagadores de teorı́as de gravedad linealizada, resulta de gran utilidad el uso de los operadores de proyección. Estos proyectan al campo hmn en sus distintas partes irreducibles, lo cual convierte el problema de hallar el propagador en uno netamente algebraico. Además de estos operadores de proyección, los cuales como veremos constituyen una descomposición de la “unidad”, necesitamos los operadores de transferencia. Estos tienen la propiedad de transferir una componente irreducible, de hmn , a otra de igual spin. Especializamos a D=2+1 lo ya hecho en D=3+1 [1,2]. Para campos vectoriales, la construcción de los operadores de proyección, es un problema trivial. Además de que no es necesario introducir operadores de transferencia. Introducimos, primeramente los operadores los cuales cumplen ∂m ∂bm ≡ 1/2 , (B.1) 115 ∂bm ∂bm = 1. (B.2) La acción de ∂bm se entiende en el espacio de Fourier, ya que si 1 ϕ(x) = (2π)3 Z d3 ke−ik Z e−ik Xn ikm ϕ(k) d k . (k l kl )1/2 n xn ϕ(k), entonces 1 ∂bm ϕ(x) = − (2π)3 n 3 (B.3) Introducimos el proyector transverso Pm n ≡ δm n + ωm n , (B.4) donde ωm n = ∂bm ∂bn . El proyector Pm n manda a cualquier campo vectorial Vn en su parte transversa Pm n Vn ≡ VmT ; ∂bm VmT = 0. (B.5) Como es sabido la parte de spin 1 de un campo vectorial está en su parte transversa VmT . Esta, a su vez, tiene dos helicidades posibles. Podemos proyectar a VmT en estas, con los proyectores P±m n , definidos por P±m n ≡ 1 (Pm n ± ξm n ), 2 (B.6) donde hemos introducido el operador ξm n ≡ εm rn ∂br , (B.7) el cual es como la ”raı́z” de Pm n y además es sensible a paridad. Ası́ que los proyectores P±m n son sensibles, también, a paridad. Los operadores Pm n , P±m n y ξm n , verifican el álgebra 116 Pm n Pn l = Pm l , (B.8,a) ξ m n ξ n l = Pm l , (B.8,b) Pm n ξ n l = ξ m n Pn l = ξ m l (B.8,c) P±m n Pn l = Pm n P±n l = P±m l , (B.8,d) P±m n ξn l = ξm n P±n l = ±P±m l , (B.8,e) La descomposición de la unidad para campos vectoriales es entonces 1m n = P+m n + P−m n + ωm n , (B.9) donde ωm n es el proyector en la parte de spin 0. Podemos pasar ahora a los proyectores para las distintas partes de un objeto de 2 ı́ndices, hmn . Hacemos una descomposición primaria de la unidad, 1mn ls ≡ δm l δn s , en sus partes simétrica y antisimétrica. 1 = S + A, (B.10) donde 1 (δm l δn s + δm s δn l ), 2 1 = (δm l δn s − δm s δn l ). 2 Smn ls = (B.11,a) Amn ls (B.11,b) La parte de spin 2 de hmn está en la componente simétrica, transversa y sin traza hmn T t (hmn T t = hnm T t , ηmn hmn T t = ∂bm hmn T t = 0) . Su parte de spin 1 se encuentra al tomar divergencia respecto a algún ı́ndice, y la parte de spin 0 al tomar traza, o la doble divergencia. Siguiendo estos lineamientos tenemos que las 9 componentes que originalmente tienen hmn , de las cuales extraemos 6 con S y 3 con A , quedarán repartidas ası́: 117    2 de spin 2 S : 6 en la parte simétrica 2 de spin 1   2 de spin 0  2 de spin 1 A : 3 en la parte antisimétrica 1 de spin 0 Ası́ para la parte simétrica, tenemos que los proyectores que nos extraen las partes de spin 2, spin 1 y spin 0, de Smn ls hls = h(s) mn , son respectivamente PS2 mn PS1 mn PS0 mn 0 PW mn ls ls ls ls 1 (Pm l Pn s + Pm s Pn l − Pmn P ls ), 2 1 = (Pm l ωn s + Pm s ωn l + Pn l ωm s + Pn s ωm l ), 2 1 = Pmn P ls , 2 = ωmn ω ls , = (B.12,a) (B.12,b) (B.12,c) (B.12,d) Observamos que por construcción PS2 es transverso y sin traza, requerimiento exigido a la parte de spin 2. Para PS1 vemos que es una construcción simétrica donde primero se toma la divergencia y luego se proyecta “lo que queda” en su parte transversa. Final0 mente, para las componentes de spin 0, PW toma la doble divergencia y PS0 está relacionado con la traza. Una manera alterna para las componentes de spin 0 es construir el proyector que extrae la traza Tmn ls ≡ 1 ηmn η ls , 3 (B.13) y luego exigiendo que S = PS2 + PS1 + T + R , queda perfectamente identificado el proyector que estará relacionado con la doble divergencia, de manera análoga como está relacionado PS0 con la traza, de h(s) mn . Ası́ [2] Rmn ls = 1 Qmn Qls , 6 (B.14) 118 donde Qmn ≡ ηmn − 3∂bm ∂bn . (B.15) 0 S = PS2 + PS1 + PS0 + PW . (B.16) Nosotros tomamos (B.12) como la descomposición de S . Es decir La descomposición de A , se obtiene de forma análoga. Tenemos que los proyectores en las partes de spin 1 y spin 0, son entonces PE1 mn PB0 mn ls ls 1 (Pm l ωn s − Pm s ωn l − Pn l ωm s + Pn s ωm l ), 2 1 = (Pm l Pn s − Pm s Pn l ). 2 = (B.17,a) (B.17,b) En particular PB0 puede reescribirse como PB0 mn ls 1 = − ξmn ξ ls . 2 (B.17,a) concluimos, entonces, que la unidad se descompone como 1 =S+A 0 = (PS2 + PS1 + PS0 + PW ) + (PE1 + PB0 ). (B.18) La proyección en cada una de las partes de hmn puede, todavı́a, particularizarse mas. Esto se debe a que cada componente de spin distinto de 0 tiene dos helicidades posibles. Además, si tomamos la “traza” de PS2 , PS1 , PE1 (i.e. traza de Pmn ls es Pmn mn ), estas dan 2, lo que corresponde a la “dimensión” del subespacio en que se proyecta. En particular para la parte simétrica, transversa y sin traza ( o de spin 2) reconocemos sus dos partes [3] (±)T t hmn = Ası́, tenemos que 1 1 Tt [hmn ± (ξm r δn s + ξn s δm r )hTrst ]. 2 2 (B.19) 119 2 ls P±Smn = 1 [P±m l Pn s + P±m s Pn l + P±n l Pm s + P±n s Pm l − P mn Pls ], (B.20) 4 y ya que Pm n = P+m n + P−m n , es fácil convencerse que 1 (P±m l ωn s + P±m s ωn l + P±n l ωm s + P±n s ωm l ), (B.21,a) 2 1 = (P±m l ωn s − P±m s ωn l − P±n l ωm s + P±n s ωm l ), (B.21,b) 2 1 ls P±Smn = 1 ls P±Emn Además 2 2 PS2 = P+S + P−S , (B.22,a) 1 1 PS1 = P+S + P−S , (B.22,b) 1 1 PE1 = P+E + P−E , (B.22,c) Ası́ en dimensión D = 2 + 1 tenemos un proyector para cada una de las componentes irreducibles de hmn . Cada uno de estos proyectores es ortogonal al otro, como se mostrará mas adelante. A pesar de la completitud de estos proyectores, antes construidos, no es posible construir con ellos a todo operador diferencial que actúe sobre un objeto de 2 ı́ndices. Existen otros operadores, u operadores de transferencia, que mandan una parte de spin y helicidad definida en otra de igual spin y helicidad. Estos son 0 0 0 0 0 0 1 1 PSW , PW S , PBW , PW B , PSB , PBS , PES y PSE , donde la letra subı́ndice indica primero el sector de llegada y segundo el de partida. Pedimos 0 0 0 0 0 0 0 0 0 PW que además cumplan PW S = PW S , PW S PSW = PS , PSW PW S = PS , 1 1 PSE PES = PS1 etc.. Obteniendo 1 ls 0 ls PSW mn = √ Pmn ω , 2 1 ls 0 ls PW Smn = √ ωmn P , 2 (B.23,a) (B.23,b) 120 1 Pmn ξ ls , 2 1 = − ξmn P ls , 2 1 = √ ωmn ξ ls , 2 1 = − √ ξmn ω ls , 2 1 = (Pm l ωn s + Pm s ωn l − Pm l ωn s − Pm s ωn l ), 2 1 = (Pm l ωn s − Pm s ωn l + Pn l ωm s − Pn s ωm l ), 2 0 ls PSBmn = (B.23,c) 0 ls PBSmn (B.23,d) 0 ls PW Bmn 0 ls PBW mn 1 ls PESmn 1 ls PSEmn (B.23,e) (B.23,f) (B.23,g) (B.23,h) 1 1 1 1 Además PSE y PES tienen sus respectivas versiones P±SE y P±ES , 1 1 1 1 1 1 n con PSE = P+SE + P−SE y PES = P+ES + P−ES , donde en vez de Pm ponemos P±m n . Para los sectores, de spin 2 (partes + y -) no hay, por definición, operadores de transferencia. Si llamamos PIα a los proyectores, con α = 0, 1, 2 e I = S, W, E o α B , según el caso, y PIJ a los operadores de transferencia, tendremos que se verifica el siguiente álgebra PIα PJβ = δ αβ δIJ PJβ , (B.24,a) β β , = δ αβ δIJ PIK PIα PJK (B.24,b) β β α , = δ αβ δJK PIK PIJ PK β β α si I 6= L, = δ αβ δJK PIL PIJ PKL β α = δ αβ δJK PIβ , PIJ PKI (B.24,c) (B.24,d) (B.24,e) donde no se aplica la convención de suma de Einstein. Para los proyectores y operadores con versiones + y - estas reglas se cumplen entre proyectores u operadores de igual “helicidad”. El proyector transverso respecto al 1 er ı́ndice. Para el cálculo de algunos propagadores necesitamos escoger el calibre ∂bm hmn = 0 . Esto es equivalente a pedir que 121 ω ml η ns hls = 0. (B.25) 1 1 1 0 − PES ))mn ls . ωm l δn s = (PW + (PS1 + PE1 − PSE 2 (B.26) Resulta que 0 Como h = (PS2 + PS1 + PS0 + PW + PE1 + PB0 )h , si definimos hT ≡ {hmn t.q. ∂ m hmn = 0} , tendremos que 1 1 1 hT = (PS2 + PS0 + PB0 + (PSE + PES + PS1 + PE1 ))h 2 ≡ Tmn ls hls , (B.27) y Tmn ls es un proyector, con las caracterı́sticas exigidas Tmn ls = Pm l Pn s + Pm l ωn s , (B.28,a) Tmn ls Tls pr = Tmn pr ; ∂bm Tmn ls = 0. (B.28,b) T (S) = PS2 + PS0 1 (S) ls Tmn = (Pm l Pn s + Pm s Pn l ). 2 (B.29,a) Si hmn fuera además simétrico, el que sea transverso respecto a un ı́ndice implicarı́a, que lo es respecto al otro. La construcción del proyector es mas sencilla y resulta ser (B.29,b) Observamos que tr(T ) = 6 y tr(T (s) ) = 3 , como debe ser. Referencias [1] K. J. Barnes, J. Math. Phys. 6 (1965) 788; P. van Nieuwenhuizen, Nuc. Phys. B60 (1973) 478. [2] R. J. Rivers, Nuov. Cim. 24 (1964) 386. [3] C. Aragone y A. Khoudeir, Phys. Lett. B173 (1986) 141.