САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ
ПЕТЕРБУРГСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ
ИМ. Б.П. КОНСТАНТИНОВА НАЦИОНАЛЬНОГО
ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКОГО ЦЕНТРА КУРЧАТОВСКИЙ ИНСТИТУТ
На правах рукописи
Иевлев Евгений Альбертович
Динамика неабелевых струн
в суперсимметричных калибровочных теориях
Научная специальность 01.04.02 — Теоретическая физика
Диссертация на соискание ученой степени
кандидата физико-математических наук
Научный руководитель:
Юнг Алексей Викторович
доктор физико-математических наук
Санкт-Петербург
2020
2
Содержание
Введение . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6
Глава 1 Неабелевы струны в 𝒩 = 2 суперсимметричной КХД:
основные сведения
1.1 Четырёхмерная 𝒩 = 2 СКХД . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Сигма-модель на мировой поверхности . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3 2D-4D соответствие . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
18
18
21
23
Глава 2 Неабелевы струны в 𝒩 = 1 суперсимметричной КХД
2.1 Основная идея . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2 𝜇-деформированная 𝒩 = 2 суперсимметричная КХД . . . . . . . . . .
2.3 Неабелевы струны . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.1 Уравнения движения . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.2 Профильные функции струны . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.3 Неравные массы кварков . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.4 Эффективная теория на мировой поверхности . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.4.1 CP(𝑁 − 1) модель на мировой поверхности струны . . . . . . . .
2.4.2 Потенциал на мировой поверхности при больших 𝜇 . . . . . . . .
2.4.3 Массовый спектр на струне . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.5 Фермионные нулевые моды . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.5.1 Суперориентационные моды в 𝒩 = 2 пределе . . . . . . . . . . . . . .
2.5.2 Разложение фермионных ориентационных нулевых мод
26
26
28
34
34
36
39
41
42
45
48
49
50
при малых 𝜇 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.5.3 Поднятие фермионных ориентационных мод . . . . . . . . . . . . . . . .
2.5.4 Эффективное действие в ориентационном секторе . . . . . . . .
2.5.5 Супертрансляционные нулевые моды . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.6 Физика в теории на мировой поверхности и невылетающие
52
56
57
58
монополи . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60
Глава 3 𝒩 = 1 суперсимметричная КХД: исследование семилокальных струн
3.1 Постановка задачи . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.1 Четырёхмерная теория . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.2 Спектр масс . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2 Семилокальные неабелевы вихри . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
63
64
64
67
69
3
3.2.1 BPS семилокальная неабелева струна . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70
3.2.2 Деформированная теория на мировой поверхности . . . . . . . . 72
3.3 Обсуждение результатов . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
Глава 4 Теория на мировой поверхности в пределе больших 𝑁
77
4.1 CP(𝑁 − 1)сигма модели: обзор . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78
4.1.1 Несуперсимметричная модель . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78
4.1.2 𝒩 = (2, 2) модель . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
4.1.3 𝜇-деформированная CP(𝑁 − 1)модель . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 84
4.2 Эффективный потенциал в однопетлевом приближении . . . . . . . 87
4.2.1 Вывод эффективного потенциала . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
4.2.2 Вакуумные уравнения . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91
4.3 Режим сильной связи . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92
4.3.1 Малые деформации. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93
4.3.2 Эффективное действие . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 98
4.3.3 Фазовый переход второго рода . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105
4.3.4 Большие деформации . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107
4.3.5 Случай ненулевых разностей масс . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
4.4 Хиггсовская фаза . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 110
4.4.1 Квазивакуумы. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
4.4.2 Фазовый переход между режимами сильной и слабой связи116
4.5 Фазовая диаграмма двумерной теории . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 119
Глава 5 Струнный «барион» в 𝒩 = 2 суперсимметричной КХД 123
5.1 Краткий обзор . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123
5.2 Безмассовый барион из теории струн . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127
5.3 Масса кинка из точного суперпотенциала . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 130
5.3.1 Точный центральный заряд . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131
5.3.2 Предел CP(1). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133
5.4 Спектр в слабой связи . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136
5.5 Зеркальное описание и спектр в сильной связи . . . . . . . . . . . . . . . . . 137
5.5.1 Зеркальный суперпотенциал . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138
5.5.2 Кинки при промежуточных 𝛽 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139
5.5.3 Кинки вблизи 𝛽 = 0 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142
5.6 Кривые нейтральной устойчивости (CMS) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 144
5.6.1 Первичные кривые на плоскости 𝛽 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 145
5.7 Фаза вместо-конфайнмента . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 147
5.8 Струнный барион из теории поля . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 149
4
5.9 Детали 2D-4D соответствия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 152
5.9.1 Связь между константами связи . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 152
5.9.2 Дуальности . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 156
5.10 Обсуждение результатов . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 159
Заключение . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 162
Приложение А Полезные формулы в двумерном пространствевремени
165
Приложение Б Решение уравнений Дирака для суперориентационных мод
169
Приложение В Коэффициенты эффективного действия CP(𝑁 −
1)модели
172
В.1 Краткий обзор . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 172
В.2 Фермионные петли . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 173
В.2.1 Кинетическое слагаемое фотона . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 174
В.2.2 Кинетическое слагаемое поля Re 𝜎 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 177
В.2.3 Кинетическое слагаемое поля Im 𝜎 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 180
В.2.4 Смешивание 𝐴𝜇 − Im 𝜎 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 182
В.2.5 Возможное смешивание 𝐴𝜇 − Re 𝜎 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 184
В.3 Бозонные петли . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 185
В.3.1 Взаимодействия полей . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 185
В.3.2 Кинетическое слагаемое фотона . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 186
В.3.3 Кинетическое слагаемое поля Re 𝜎 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 188
В.3.4 Кинетическое слагаемое поля Im 𝜎 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 189
В.3.5 Возможные смешивания . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 190
В.4 Окончательный ответ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 190
Приложение Г Пропагатор фотона в двумерном пространствевремени
191
Г.1 Пропагатор фотона в обобщённой калибровке. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 191
Г.2 Массивный фотон . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 192
Г.3 Наша модель . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 194
Приложение Д Модулярные функции
195
Д.1 𝜃-функции . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 195
Д.2 Функция ℎ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 196
Д.3 Функция 𝜆 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 197
5
Приложение Е О центральном заряде в WCP(2, 2) модели
198
Е.1 Вторичные кривые . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 198
Е.1.1 Распады «дополнительных» кинков . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 198
Е.1.2 Распад башни состояний с высшими намотками в сильной связи . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 201
Е.2 Намотки центрального заряда в сильной связи . . . . . . . . . . . . . . . . 202
Е.2.1 Намотка вдоль 𝜃2𝑑 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 202
Е.2.2 От положительных к отрицательным 𝛽 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 204
Приложение Ж Самодуальные точки
206
Список литературы . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 208
6
Введение
Явление конфайнмента, понимание природы его возникновения и описание
его свойств, является одной из главных нерешённых задач современной теоретической физики. Это явление характерно для сильно взаимодействующих
частиц, и стоящий за ним механизм до сих пор окончательно не установлен.
Общепринятой теорией сильных взаимодействий является квантовая хромодинамика (КХД). Конфайнмент кварков и глюонов, или по-другому невылетание цвета, — явление низких энергий, а при низких энергиях КХД находится
в режиме сильной связи. Это обстоятельство является серьёзным препятствием
к детальным теоретическим исследованиям явления конфайнмента с позиций
самой КХД. Однако одним из перспективных подходов, который всё же мог бы
помочь в изучении физики в сильной связи, является рассмотрение суперсимметричных аналогов КХД.
В прорывных работах Зайберга и Виттена [1, 2] было показано, что в 𝒩 = 2
суперсимметричных теориях возможно явно увидеть явление конденсации монополей. Таким образом, была найдена реализация так называемого дуального
эффекта Мейснера, предложенного ранее ’т Хоофтом и Мандельштамом [3, 4].
Этот эффект заключается в следующем: при конденсации магнитных зарядов
электрическое поле между двумя пробными электрическими зарядами зажимается в тонкую трубку, что приводит к линейному потенциалу между пробными
зарядами. Однако конфайнмент в данной модели по сути является абелевым.
Неабелевы трубки потока (вихри, струны) были обнаружены в 𝒩 = 2 суперсимметричной квантовой хромодинамике (СКХД) с калибровочной группой
U(𝑁 ) и 𝑁𝑓 = 𝑁 флейворами гипермультиплетов кварков [5, 6, 7, 8] (см. также
обзоры [9, 10, 11, 12]). Когда рассматриваемая теория находится в хиггсовской
фазе по отношению к скалярным кваркам (т.е. в так называемом кварковом
вакууме), образуются неабелевы струны. В слабой связи они приводят к кон-
7
файнменту монополей, а в сильной связи — к так называемой фазе «вместо
конфайнмента», см. обзор [13]. Таким образом, эта модель даёт неабелево обобщение механизма Зайберга-Виттена [1, 2].
Помимо обычных трансляционных нулевых мод, свойственных вихрям
Абрикосова-Нильсена-Олесена (АНО) [14], у неабелевой струны есть также ориентационные нулевые моды. Динамика этих мод может быть описана 𝒩 = (2, 2)
суперсимметричной сигма моделью с таргет-пространством CP(𝑁 − 1). Конечно, координатным пространством этой модели является двумерная мировая поверхность струны [5, 6, 7, 8].
Так как четырёхмерная СКХД находится в хиггсовской фазе по отношению
к скалярным кваркам, монополи в этой теории оказываются невылетающими за
счёт неабелевых струн. Однако монополи не могут просто прикрепляться к концам струны. На самом деле, в U(𝑁 ) теориях невылетающие монополя являются
соединениями двух различных элементарных неабелевых струн. С точки зрения CP(𝑁 −1)модели, живущей на мировой поверхности струны, невылетающие
монополи видны как кинки, интерполирующие между различными вакуумами
CP(𝑁 − 1)модели [7, 8, 15] (см. также обзор [11]).
Цель данной работы — обобщить эти построения на теории с меньшим числом суперсимметрий, а также углубить понимание динамики неабелевых струн,
изучая их в 𝒩 = 2 теории. Мы начнём с первой из этих целей.
𝒩 = 2 суперсимметричная квантовая хромодинамика является хорошей
теоретической лабораторией, удобной для изучения непертурбативной неабелевой динамики. Однако, так как в конце концов мы хотим лучше изучить
«реальный мир», мы заинтересованы в рассмотрении более реалистичных моделей. 𝒩 = 1 суперсимметричная КХД — один из наиболее многообещающих
примеров. Так же как и в обычной КХД, в этой теории нет так называемых
присоединённых скаляров, т.е. скалярных полей в присоединённом представлении калибровочной группы. Поэтому здесь не может происходить абелизация,
которая как раз возникает из-за конденсации этих скалярных полей.
Много работы было проделано для того, чтобы обобщить конструкцию неабелевых струн на КХД-подобные теории с меньших числом суперсимметрий,
в частности на 𝒩 = 1 СКХД [16, 17, 18, 19], см. также обзор [11]. К развитию данного направления приложил руку и автор данной диссертации, см.
8
[19, 20, 21, 22]. Один из перспективных подходов — деформировать 𝒩 = 2
СКХД при помощи массы 𝜇 присоединённой материи (получается так называемая 𝜇-деформированная СКХД) и исследовать, что происходит с неабелевыми
струнами при такой деформации. Данная деформация нарушает 𝒩 = 2 суперсимметрию. В пределе 𝜇 → ∞ присоединённая материя отщепляется, и, как
следствие, четырёхмерная теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД.
Этот нелёгкий путь начинается в Главе 2 с рассмотрения простейшего случая, когда число ароматов кварковых гипермультиплетов такое же, как число
цветов, 𝑁𝑓 = 𝑁 . 𝜇-деформированная 𝒩 = 2 СКХД, снабжённая 𝐷-членом
Файе-Илиополуса (ФИ), уже рассматривалась в литературе [16, 17, 18, 23, 24,
25]. В этом случае солитонный вихрь-струна точно удовлетворяет границе Богомольного–Прасада–Зоммерфельда (общепринятая аббревиатура — BPS), что
упрощает анализ. Однако при больших 𝜇 эта теория не переходит в 𝒩 = 1
СКХД.
В данной работе мы встаём на иной путь и рассматриваем 𝜇-деформированную 𝒩 = 2 СКХД без ФИ-члена в кварковом вакууме. Такая теория более
«реалистична», т.к. в 𝒩 = 1 суперсимметричной КХД нет никакого ФИ-члена.
И действительно, в пределе больших 𝜇 такая деформированная теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД. Вакуумное среднее кварков здесь задаётся параметром
√
𝜇𝑚, где 𝑚 — масса кварка. Это обстоятельство приводит к тому, что неабелевы струны больше не удовлетворяет BPS-границе в точности (или, как говорят,
не насыщает BPS-границу). Это сильно усложняет исследование таких солитонов, но такое исследование всё ещё остаётся возможным.
Очень важным для физики вопросом является вопрос о том, выживают
ли монополи в пределе больших 𝜇, когда четырёхмерная теория переходит в
𝒩 = 1 СКХД. С точки зрения квазиклассики, само существование монополей
’т Хоофта–Полякова основано на наличии присоединённых скаляров, развивающих ненулевое вакуумное среднее. Эти вакуумные средние делают возможными
подобные солитонные решения классических уравнений движения. Присоединённые поля также играют ключевую роль в механизме Зайберга-Виттена, где
их вакуумные средние приводят к формированию монополей, которые в свою
очередь конденсируются, что в конечном счёте приводит к конфайнменту. При
больших 𝜇 присоединённые поля становятся тяжёлыми и отщепляются в нашей
9
четырёхмерной теории, а их вакуумные средние зануляются. Таким образом, с
точки зрения квазиклассики можно было бы ожидать, что монополи также
пропадают.
В пределе больших 𝜇 в данной работе удалось вывести эффективную теорию на мировой поверхности неабелевой струны. Трансляционный сектор снова
тривиален, но кое-что происходит с ориентационными модами струны. Оказывается, что в то время как бозонный сектор теории всё ещё описывается
CP(𝑁 − 1)моделью, фермионный сектор полностью отщепляется. Это происходит из-за того, что суперориентационные фермионные нулевые моды струны
становятся массивными. Из-за этого теория на мировой поверхности вынуждена находиться в кулоновской фазе (фазе конфайнмента), по крайней мере
при больших 𝑁 , см. [26]. Более того, разности масс кварков индуцируют потенциал в эффективной теории, который приводит к распаду монополей. Тем
самым, для того чтобы монополи выжили при этом переходе, массы кварков в
четырёхмерной теории должны быть одинаковыми.
Эти результаты показывают, что неабелевы струны и невылетающие монополи 𝜇-деформированной 𝒩 = 2 СКХД выживают в пределе больших 𝜇, когда
четырёхмерная теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД. Это важный и несколько
неожиданный результат. Он служит свидетельством в пользу физически важного вывода, сделанного ранее (см. например обзор [13]), о том, что фаза «вместо
конфайнмента» выживает в пределе больших 𝜇 в кварковом вакууме деформированной СКХД.
После этого мы двигаемся дальше и рассматриваем случай 𝑁𝑓 > 𝑁 в Главе 3. Теперь у неабелевых струн появляются новые нулевые моды, так называемые моды размера, или размерные моды. Такая струна называется семилокальной. Мы изучаем, что происходит с семилокальной струной в 𝜇-деформированной СКХД. Как можно было ожидать, обнаруживается, что рассматриваемый
солитонный вихрь перестаёт быть BPS-насыщенным. Теория на мировой поверхности более не является суперсимметричной.
Несколько удивительным оказывается то, что «семилокальность» такой
струны тоже пропадает. Появляется потенциал, зависящий от размерных модулей струны, вследствие чего эти моды становятся тяжёлыми, струна сжимается
и становится «локальной». В пределе больших 𝜇 теория на мировой поверхности
10
становится точно такой же, как в случае 𝑁𝑓 = 𝑁 . И снова наличие монополей,
соединяющих неабелевы струны, является свидетельством в пользу механизма
«вместо конфайнмента».
Следующий логичный шаг на этом пути — подробное рассмотрение теории
на мировой поверхности. Это сделано в Главе 4 при помощи 1/𝑁 разложения.
Приближение больших 𝑁 было впервые использовано Виттеном для решения
как несуперсимметричной, так и 𝒩 = (2, 2) суперсимметричной двумерных
CP(𝑁 − 1)моделей [26].
Здесь мы используем приближение больших 𝑁 для изучения фазовой структуры теории на мировой поверхности неабелевой струны в 𝜇-деформированной
СКХД по отношению к параметру деформации 𝜇 и разности масс кварков Δ𝑚.
Обнаруживается богатая фазовая структура, включающая две фазы сильной
связи и две хиггсовских фазы.
В случае 𝒩 = (2, 2) суперсимметрии данная теория обладает семейством
вырожденных вакуумов, соответствующих различным неабелевым струнам в
четырёхмерном пространстве. Оказывается, что, если мы начнём с малых 𝜇
и станем увеличивать параметр деформации, теория на мировой поверхности
претерпевает один или несколько фазовых переходов.
При больших Δ𝑚 бывшие вырожденные вакуумы расщепляются и превращаются в квазивакуумы, которые в конечном счёте пропадают, когда параметр
деформации 𝜇 становится достаточно большим. Напротив, если положить Δ𝑚
равным нулю, то расщеплённые квазивакуумы не пропадают. Даже в пределе
больших 𝜇 в теории всё ещё имеются 𝑁 квазивакуумов, соответствующих неабелевым струнам с разными натяжениями. Кинки, интерполирующие между
этими вакуумами, выживают.
Это позволяет заключить, что невылетающие монополи выживают при 𝜇деформации, если массы кварков равны друг другу. Тем самым мы подтверждаем результаты, полученные из четырёхмерной СКХД. Это также подтверждают
самосогласованность нашего подхода.
Второй целью данной работы является более глубокое изучение неабелевых
струн в 𝒩 = 2 случае [27].
Рассмотрим 𝒩 = 2 СКХД с калибровочной группой U(𝑁 = 2), 𝑁𝑓 = 4 ароматами кварков и ФИ 𝐷-членом [28]. Ранее в работе [29] было установлено, что
11
неабелевы семилокальные струны в данной теории обладают особыми свойствами. В четырёхмерии константа связи не перенормируется и 𝛽-функция равна
нулю точно. Теория на мировой поверхности оказывается суперконформной и
критической.
При анализе этих неабелевых струн была высказана гипотеза «тонкой струны» [29]. Говоря кратко, она утверждает, что в пределе сильной связи поперечный размер струны стремится к нулю, и, таким образом, поправки по высшим производным в низкоэнергетической эффективной теории отсутствуют.
Такая струна может рассматриваться как критическая суперструна. Это позволяет применять продвинутую технику теории струн, например, для вычисления спектра состояний в этой теории. Данная теория неабелевой струны была
идентифицирована как теория струн типа IIA [30].
Адроны 𝒩 = 2 СКХД могут быть представлены как состояния замкнутой
струны1 . В частности, в работах [30, 31] был найден безмассовый гипермультиплет, который был идентифицирован как барион четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД.
Он был назван 𝑏-барионом.
Важной задачей является проверка описанных выше струнных результатов
с точки зрения самой теории поля. Именно эти задачи решаются в данной работе, см. Главу 5. Для этого используется так называемое 2D-4D соответствие,
т.е. совпадение BPS спектров в четырёхмерной (4D) 𝒩 = 2 СКХД, с одной
стороны, и в двумерной (2D) теории на мировой поверхности струны [7, 8, 32],
с другой стороны. Это позволяет сконцентрироваться на изучении двумерной
эффективной теории, а после этого перевести результаты на четырёхмерный
язык.
Мы исследуем BPS-защищённый сектор WCP(2, 2) модели на мировой поверхности, начиная с режима слабой связи, где можно сравнить получаемые
результаты с квазиклассическим расчётом. После того как спектр частиц в
этой области надёжно установлен, можно продвигаться в режим сильной связи. Удаётся подтвердить, что теория действительно входит в так называемую
фазу «вместо конфайнмента», обнаруженную ранее, см. обзор [13]. Эта фаза
1
Дело в том, что в данной теории отсутствуют открытые струны, так как неабелева струна не может окан-
чиваться на монополе. Вместо этого монополь является соединительным узлом двух неабелевых струн. Это
обстоятельство косвенно говорит о самосогласованности нашего подхода, так как в присутствии открытых
струн мы имели бы 𝒩 = 1 суперсимметрию в четырёхмерии вместо 𝒩 = 2 .
12
качественно напоминает обычный конфайнмент в КХД: кварки и калибровочные бозоны, заэкранированные в слабой связи, в сильной связи превращаются в монополь-антимонопольные пары, внутри которых монополи соединены
неабелевыми струнами и являются невылетающими. Они образуют мезоны и
барионы.
В очень сильной связи возникает новый короткий BPS безмассовый гипермультиплет, который оказывается тем самым 𝑏-барионом, найденным ранее из
струнной картины. Тем самым мы демонстрируем, что безмассовое «барионное» состояние, которое было обнаружено ранее с использованием теории струн,
видно также из теоретико-полевого подхода. Судя по всему, это первый пример
подобного рода.
Эти результаты также служат очередным подтверждением гипотезы «тонкой струны», упомянутой выше. Оперирование солитонной струной как критической суперструной, судя по всему, является самосогласованной процедурой.
Таким образом, в этом нелёгком путешествии «по водам сильной связи» у нас
имеются надёжный руль и хорошие паруса.
Положения, выносимые на защиту
Следующие положения выносятся на защиту:
1. Показано, что неабелевы струны и невылетающие монополи 𝜇-деформированной 𝒩 = 2 СКХД выживают в пределе больших 𝜇, когда четырёхмерная теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД. А именно, они выживают в том
случае, если массы кварков СКХД одинаковы.
2. Показано, что низкоэнергетической эффективной теорией на мировой поверхности неабелевой струны в 𝒩 = 1 СКХД с калибровочной группой
U(𝑁 ) и 𝑁𝑓 = 𝑁 гипермультиплетами кварков в ориентационном секторе является несуперсимметричная сигма-модель с таргет-пространством
CP(𝑁 − 1). Трансляционный сектор является тривиальным и отщепившимся.
3. Показано, что семилокальная струна 𝜇-деформированной 𝒩 = 2 СКХД
с 𝑁 < 𝑁𝑓 < 2𝑁 вырождается в пределе больших 𝜇, когда четырёхмер-
13
ная теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД. А именно, появляется потенциал,
зависящий от модулей размера струны, вследствие чего последние отщепляются, и семилокальная струна превращается в локальную. Теория на
мировой поверхности в этом пределе совпадает с теорией в случае 𝑁𝑓 = 𝑁 .
4. Низкоэнергетическая эффективная теория на мировой поверхности неабелевой струны в теории, интерполирующей из 𝒩 = 2 в 𝒩 = 1 СКХД, решена в главном порядке приближения больших 𝑁 . Решение этой модели
подтверждает результаты, полученные из рассмотрения четырёхмерной
теории, а именно то, что неабелевы струны и невылетающие монополи
выживают в пределе одинаковых масс кварков. Более того, найдена фазовая диаграмма теории на мировой поверхности.
5. Существование безмассового 𝑏-барионного гипермультиплета 𝒩 = 2
СКХД с калибровочной группой U(2) и 𝑁𝑓 = 4 ароматами гипермультиплетов кварков, полученного ранее с использованием теории струн, подтверждено в данной работе при помощи методов теории поля. Это является очередным свидетельством в пользу гипотезы «тонкой струны» для
неабелевой струны в данной теории.
6. Механизм «вместо конфайнмента» продемонстрирован явным образом в
𝒩 = 2 СКХД с калибровочной группой U(2) и 𝑁𝑓 = 4 ароматами гипермультиплетов кварков. Показано, что после пересечения стенки нейтральной устойчивости заэкранированные кварки и калибровочные бозоны,
присутствовавшие в слабой связи, заменяются на связянные монопольантимонопольные пары в сильной связи.
Структура диссертации
Данная диссертация состоит из Введения, пяти Глав, Заключения, семи
Приложений и списка литературы. Диссертация содержит 216 страниц, 29 рисунков. Список литературы включает в себя 98 наименований.
∙ Во Введении кратко описываются задачи, решаемые в данной диссертации. Кроме того, формулируются основные положения, выносимые на
защиту, а также обсуждается апробация данной работы.
14
∙ В Главе 1 приводятся необходимые сведения о неабелевых струнах в суперсимметричных калибровочных теориях.
∙ В Главе 2 рассматривается 𝜇-деформированная 𝒩 = 2 СКХД с числом
цветов, равным числу ароматов 𝑁𝑓 = 𝑁 . В особенности изучается предел
больших 𝜇, когда теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД. Исследуется судьба
неабелевых струн и невылетающих монополей в этом пределе.
∙ В Главе 3 построения Главы 2 обобщаются на случай 𝑁𝑓 > 𝑁 . Изучается
вопрос о том, что происходит с семилокальной струной в 𝒩 = 1 пределе.
∙ В Главе 4 представлено исследование низкоэнергетической эффективной
теории на неабелевой струне в СКХД, интерполирующей между 𝒩 = 2
и 𝒩 = 1 суперсимметриями. Упор делается на случай 𝑁𝑓 = 𝑁 . Используя разложение при больших 𝑁 , получено решение теории на мировой
поверхности, а также фазовая диаграмма модели.
∙ Глава 5 посвящена несколько иному направлению исследований, а именно неабелевым струнам в 𝒩 = 2 СКХД в калибровочной группой U(2) и
𝑁𝑓 = 4 гипермультиплетами кварков. В этом случае, теория на мировой
поверхности является суперконформной. В этой Главе при помощи методов теории поля подтверждено существование безмассового 𝑏-бариона,
найденного ранее при помощи методов теории струн. Кроме того, механизм «вместо конфайнмента» изучается в действии.
∙ В Заключении кратко описаны основные результаты данной работы и
возможные направления дальнейших исследований.
∙ Развёрнутые Приложения содержат полезную информацию и некоторые дополнительные результаты. В них разъясняется и дополняется часть
материала, представленного в основной части данной диссертации. В то
же время они не затрудняют чтение основных Глав диссертации.
Личный вклад автора
Все основные результаты были получены лично автором или при совместной
работе с другими исследователями.
15
Апробация результатов исследования
Результаты данного исследования докладывались и обсуждались на следующих конференциях:
1. 2015 09-12 ноября, СПбГУ: Международная студенческая конференция
"Science and Progress"
2. 2016 29 февраля - 05 марта, Рощино, Россия: 50-я Зимняя Школа ПИЯФ
3. 2016 17-21 октября, СПбГУ: Международная студенческая конференция
"Science and Progress"
4. 2018 27 мая - 2 июня, Валдай, Россия: XX международный семинар по
физике высоких энергий "Quarks-2018"
5. 2018 14-23 июня, Эриче, Италия: 56-я Международная школа по субъядерной физике "From gravitational waves to QED, QFD and QCD"
6. 2018 27-31 августа, СПбГУ: VI международная конференция "Models in
Quantum Field Theory"
7. 2019 2-7 марта, Рощино, Россия: 53-я Зимняя Школа ПИЯФ
8. 2019 21-30 июня, Эриче, Италия: 57-я Международная школа по субъядерной физике "In Search for the Unexpected"
9. 2020 10-15 марта, Рощино, Россия: 54-я Зимняя Школа ПИЯФ
10. 2020 13-24 июля, онлайн: летняя школа "QFT and Geometry Summer
School"
11. 2020 24-28 августа, онлайн: школа "Hamilton School on Mathematical
Physics"
12. 2020 9-13 ноября, онлайн: международная конференция "The XXIV
International Scientific Conference of Young Scientists and Specialists"
13. 2020 16-20 ноября, онлайн: международная конференция "YITP workshop
Strings and Fields"
16
Кроме того, результаты данного исследования докладывались и обсуждались
на семинарах Отделения теоретической физики НИЦ Курчатовский институт
— ПИЯФ, а также на семинарах кафедры Физики высоких энергий и элементарных частиц Санкт-Петербургского Государственного Университета.
Результаты, полученные в данной работе, были опубликованы в 5 статьях
(входят в базы данных РИНЦ, Web of Science и Scopus):
1. E. Ievlev, A. Yung, Non-Abelian strings in N=1 supersymmetric QCD, Phys.
Rev. D 95, 125004 (2017)
2. E. Ievlev, A. Yung, What Becomes of Semilocal non-Abelian strings in N=1
supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 98, 094033 (2018)
3. E. Ievlev, A. Yung, Non-Abelian strings in N=1 supersymmetric QCD (Conference Paper), EPJ Web of Conferences 191, 06003 (2018)
4. A. Gorsky, E. Ievlev, A. Yung, Dynamics of non-Abelian strings in the theory
interpolating from N=2 to N=1 supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 101,
014013 (2020)
5. E. Ievlev, M. Shifman, A. Yung, String Baryon in Four-Dimensional N=2
Supersymmetric QCD from the 2D-4D Correspondence, Phys. Rev. D 102,
054026 (2020)
Благодарности
Автор данной диссертации выражает свою глубочайшую благодарность своему научному руководителю Алексею Викторовичу Юнгу за его терпение, дружеское расположение и поддержку. В течение нескольких лет он вёл меня к
пониманию современной теоретической физики и постоянно делился своими
идеями. Соискатель также хотел бы поблагодарить соавторов статей, Михаила
Аркадьевича Шифмана и Александра Сергеевича Горского, без которых эта
работа вряд ли стала бы возможной.
Данное исследование было поддержано Фондом развития теоретической физики и математики «БАЗИС» в рамках гранта No. 19-1-5-106-1 «Аспирант», а
также Российским фондом фундаментальных исследований (РФФИ) в рамках
17
научных проектов No. 18-32-00015 (для молодых учёных) и No. 18-02-00048. Автор надеется, что РФФИ продолжит поддержку небольших научных групп и
амбициозных молодых учёных.
Автор благодарит также Санкт-Петербургский Государственный Университет и НИЦ Курчатовский институт — ПИЯФ, где была выполнена данная
работа. Соискатель выражает свою благодарность членам Теоретического отделения ПИЯФ и Кафедры физики высоких энергий и элементарных частиц
СПбГУ за участие в обсуждениях результатов, представленных в данной работе.
18
ГЛАВА 1
Неабелевы струны в 𝒩 = 2 суперсимметричной
КХД: основные сведения
Данная Глава дополняет Введение. Здесь более подробно представлены
необходимые сведения о неабелевых струнах.
1.1
Четырёхмерная 𝒩 = 2 СКХД
Неабелевы вихри (трубки потока, струны) были впервые обнаружены в че-
тырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД с калибровочной группой U(𝑁 ) и 𝑁𝑓 ≥ 𝑁 ароматами кварков [5, 6, 7, 8], см. также обзоры [9, 10, 11, 12]. В частности, сектор
материи такой U(𝑁 ) теории содержит 𝑁𝑓 гипермультиплетов кварков, каждый
из которых состоит из комплексных скалярных полей 𝑞 𝑘𝐴 и 𝑞̃︀𝐴𝑘 (скварков) и их
фермионных суперпартнёров — все в фундаментальном представлении калибровочной группы SU(𝑁 ). Здесь, 𝑘 = 1, ..., 𝑁 — цветной индекс, в то время как 𝐴
— индекс аромата, 𝐴 = 1, ..., 𝑁𝑓 . Мы также вводим массы кварков 𝑚𝐴 . Кроме
того, в лагранжиан вводится ФИ параметр 𝜉, соответствующий 𝐷-члену для
U(1) множителя в калибровочной группе. Это слагаемое не нарушает 𝒩 = 2
суперсимметрию.
В слабой связи, 𝑔 2 ≪ 1 (здесь 𝑔 2 — калибровочная константа связи SU(𝑁 )),
данная теория находится в Хиггсовском режиме, в котором скварки имеют
ненулевые вакуумные средние. Эти вакуумные средние даются формулой
⎛
⎞
1 ... 0 0 ... 0
√︀
⎜
⎟
𝑘𝐴
⎟,
⟨𝑞 𝑘𝐴 ⟩ =
𝜉⎜
⟨¯𝑞̃︀ ⟩ = 0,
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
⎝
⎠
0 ... 1 0 ... 0
𝑘 = 1, ..., 𝑁 ,
𝐴 = 1, ..., 𝑁𝑓 ,
(1.1.1)
19
где поля скварков представлены в виде матриц по цветному (𝑘) и флейворному (𝐴) значкам (маленькими латинскими буквами нумеруются строки этих
матриц, а заглавными — столбцы).
Такие вакуумные средние нарушают калибровочную группу U(𝑁 ). В результате, все калибровочные бозоны оказываются массивными за счёт механизма
Хиггса. Они объединяются с заэкранированными кварками и формируют длинные 𝒩 = 2 мультиплеты с массой
𝑚𝐺 ∼ 𝑔
√︀
𝜉.
(1.1.2)
Кроме калибровочной симметрии U(𝑁 ), конденсат скварков (1.1.1) нарушает также группу симметрии ароматов SU(𝑁𝑓 ). Если массы кварков равны нулю,
то выживает диагональная подгруппа SU(𝑁 ), составленная из калибровочной
группы SU(𝑁 ) и SU(𝑁 )-подгруппы флейворной группы SU(𝑁𝑓 ). Это — хорошо
известный пример блокировки цвета и аромата (англ. color-flavor locking).
Таким образом, ненарушенной глобальной симметрией нашей четырёхмерной СКХД является
̃︀ ) × U(1)𝐵 .
SU(𝑁 )𝐶+𝐹 × SU(𝑁
(1.1.3)
Выше,
̃︀ = 𝑁𝑓 − 𝑁 .
𝑁
̃︀ кварками с флейворными значкаСимметрия U(1) в (1.1.3) ассоциируется с 𝑁
ми 𝐴 = 𝑁 + 1, 𝑁 + 2, ..., 𝑁𝐹 , подробности см. в [11]. Говоря точнее, наша U(1)𝐵
— ненарушенная (вакуумными средними скварков) комбинация двух U(1) симметрий: первая — подгруппа флейворной SU(𝑁𝑓 ), вторая — глобальная U(1)
подгруппа калибровочной группы U(𝑁 ).
Ненарушенная глобальная группа U(1)𝐵 в формуле (1.1.3) идентифицируется с «барионной» симметрией. Отметим, что то, что обычно идентифицируется с барионным U(1)-зарядом, является частью нашей калибровочной группы
СКХД.
Эта теория обладает хиггсовской веткой ℋ, формируемой безмассовыми кварками, находящимися в бифундаментальном представлении глобальной
группы (1.1.3) и несущими барионный заряд, подробности см. в работе [30].
20
1
1
2
2
2
1
1
2
(a)
(b)
Рис. 1.1: Примеры «ожерелий» из монополей: (а) мезонных; (b) барионных. Цифры 1,2
относятся к двум типам струн, соответствующим двум вакуумам теории на мировой поверхности. Закрашенные кружки представляют антимонополи. Два типа кинков есть 𝑛𝑃 -кинки
и 𝜌𝐾 -кинки.
Размерность этой ветки даётся формулой
̃︀ .
dim ℋ = 4𝑁 𝑁
(1.1.4)
Такая пертурбативная хиггсовская ветка — точное свойство теории, и она может
быть продолжена прямо в область сильной связи.
Как уже было отмечено ранее, мы рассматриваем 𝒩 = 2 СКХД в фазе
Хиггса: 𝑁 скварков развивают ненулевые вакуумные средние. Поэтому неабелевы струны, присоединённые к монополям, приводят к их невылетанию. В
четырёхмерной 𝒩 = 2 теории эти струны 1/2 BPS-насыщены; поэтому, их натяжение определяется в точности ФИ-параметром,
𝑇 = 2𝜋𝜉 .
(1.1.5)
Однако, монополи не могут просто присоединятся к концам струны, так как в
U(𝑁 ) теориях струны стабильны топологически. На самом деле, в U(𝑁 ) теориях невылетающие монополи являются соединениями двух различных элементарных неабелевых струн [7, 8, 33] (см. обзор [11]). В результате, в четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД мы появляются монополь-антимонопольные мезоны, в
которых монополь и антимонополь соединены двумя струнами, см. Рис. 1.1a.
Кроме того, в U(𝑁 ) калибровочных теориях есть также и барионы, напоминающие собой «ожерелья» из 𝑁 ×(целое число) монополей [11]. Например, в
21
случае калибровочной группы U(2) возможно барионное состояние, состоящее
из четырёх монополей, как показано на Рис. 1.1b.
Как монополь-антимонопольные мезоны, так и монопольные барионы со
√
спинами 𝐽 ∼ 1 имеют массы, определяемые натяжением струны, ∼ 𝜉, и в
слабой связи 𝑔 2 ≪ 1 они тяжелее, чем пертурбативные состояния с массами
√
порядка 𝑚𝐺 ∼ 𝑔 𝜉. Таким образом, они распадаются на пертурбативные состояния1 и, на самом деле, в слабой связи нельзя ожидать, что они возникают
как стабильные состояния.
Только в области сильной связи 𝑔 2 ∼ 1 можно ожидать что такие струнных
мезоны и барионы (или по крайней мере некоторые из них), показанные на
Рис. 1.1, становятся стабильными.
1.2
Сигма-модель на мировой поверхности
Наличие глобальной группы SU(𝑁 )𝐶+𝐹 является причиной формирования
неабелевых вихрей-струн [5, 6, 7, 8]. Наиболее важной особенностью этих вихрей является наличие ориентационных нулевых мод. Как уже было упомянуто
выше, в 𝒩 = 2 СКХД такие струны являются 1/2 BPS-насыщенными.
Рассмотрим вкратце модель, возникающую на мировой поверхности неабелевой струны [11].
Поля, отвечающие трансляционным модулям, описываются действием
Намбу-Гото 2 и отщепляются от остальных модулей. Ниже мы будем обсуждать
главным образом внутренние модули.
Если 𝑁𝑓 = 𝑁 , то динамика ориентационных нулевых мод неабелевого вихря,
которые становятся полями ориентационных модулей на мировой поверхности,
описывается двумерной 𝒩 = (2, 2) суперсимметричной CP(𝑁 − 1) моделью.
Если ввести дополнительные ароматы кварков, то неабелевы струны становятся семилокальными — у них появляются модули размера, или размерные модули [34]. В случае семилокального неабелева вихря в U(𝑁 ) 𝒩 = 2
СКХД с 𝑁𝑓 ароматами, кроме комплексных ориентационных модулей 𝑛𝑃 (здесь
𝑃 = 1, .., 𝑁 ), необходимо также добавить размерные модули 𝜌𝐾 (где 𝐾 =
1
2
Их квантовые числа по отношению к глобальной группе (1.1.3) допускают такие распады, см. [11].
В суперсимметризованной форме.
22
𝑁 +1, .., 𝑁𝑓 ), см. работы [5, 8, 34, 35, 36, 37]. Размерные модули также являются
комплексными.
Эффективная теория на мировой поверхности струны является двумерной
𝒩 = (2, 2) взвешенной CP(𝑁 − 1)сигма моделью, для которой вводится обозна˜ ) 3 [29, 30, 31]. Эта модель описывает внутреннюю динамику
чение WCP(𝑁, 𝑁
неабелевой семилокальной струны. Подробности можно найти, например, в обзоре [11].
˜ ) может быть определена как низкоэнергетичеСигма-модель WCP(𝑁, 𝑁
ский предел некоторой U(1) калибровочной теории [40]. Бозонная часть действия этой теории выглядит следующим образом: 4
{︂
∫︁
⃒
⃒
⃒
⃒
1 2
1
⃒ ˜ 𝐾 ⃒2
2
𝑃 ⃒2
⃒
+ 2 |𝜕𝛼 𝜎|2
𝑆 = 𝑑 𝑥 ∇𝛼 𝑛
+ ⃒∇𝛼 𝜌 ⃒ + 2 𝐹𝛼𝛽
4𝑒
𝑒
}︃
⃒2
⃒2
⃒
⃒
2 (︀
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
)︀
𝑚
𝑚
𝑒
2
2
2
𝑃
𝐾
,
+ 2 ⃒⃒𝜎 + √ ⃒⃒ ⃒𝑛𝑃 ⃒ + 2 ⃒⃒𝜎 + √ ⃒⃒ ⃒𝜌𝐾 ⃒ +
|𝑛𝑃 |2 − |𝜌𝐾 |2 − 𝑟
2
2
2
𝑃 = 1, .., 𝑁 ,
(1.2.1)
𝐾 = 𝑁 + 1, .., 𝑁𝑓 .
Здесь, 𝑚𝐴 (𝐴 = 1, .., 𝑁𝑓 ) есть так называемые твистованные массы5 (они происходят из масс кварков в четырёхмерии), в то время как 𝑟 — обратная константа
связи (ФИ-слагаемое в двумерии). Отметим, что 𝑟 является вещественной частью комплексифицированной константы связи, введённой в формуле (1.2.5),
𝑟 = Re 𝛽 .
Поля 𝑛𝑃 и 𝜌𝐾 обладают зарядами +1 и −1 по дополнительной калибровочной группе U(1), и соответствующие ковариантные производные в (1.2.1)
определяются как
∇𝛼 = 𝜕𝛼 − 𝑖𝐴𝛼 ,
3
˜ 𝛼 = 𝜕𝛼 + 𝑖𝐴𝛼 ,
∇
(1.2.2)
Как ориентационные, так и размерные модули обладают логарифмически расходящимися нормами, см.
например [35]. После подходящей инфракрасной регуляризации, логарифмически расходящиеся нормы могут
быть поглощены в определения соответствующих двумерных полей [35]. На самом деле, теория на мировой
˜ ) моделью [37], существуют
поверхности семилокальной неабелевой струны не является в точности WCP(𝑁, 𝑁
небольшие отличия. Истинная теория называется 𝑧𝑛 моделью. Тем не менее, инфракрасная физика в ней та
же самая, как и в модели (1.2.1) [38], см. также [39].
4
Формула (1.2.1) и аналогичные выражения ниже приведены в Евклидовой формулировке.
5
Англ. twisted masses
23
соответственно. Комплексное скалярное поле 𝜎 является суперпартнёром U(1)
калибровочного поля 𝐴𝛼 .
Число бозонных степеней свободы в модели (1.2.1) равно 2𝑁𝑓 − 1 − 1 =
2(𝑁𝑓 −1). Здесь, 2𝑁𝑓 есть число вещественных степеней свободы полей 𝑛𝑃 и 𝜌𝐾 ,
и мы также учли одно вещественное ограничение, накладываемое последним
слагаемым в (1.2.1) в пределе 𝑒2 → ∞, и одну фазу, съедаемую механизмом
Хиггса.
Помимо упомянутой выше калибровочной симметрии U(1), сигма-модель
(1.2.1) в безмассовом случае обладает также глобальной группой симметрии
̃︀ ) × U(1)𝐵 ,
SU(𝑁 ) × SU(𝑁
(1.2.3)
то есть в точности такой же, как и ненарушенная глобальная группа четырёхмерной теории (1.1.3). Поля 𝑛 и 𝜌 преобразуются по следующим представлениям:
𝑛:
(N, 1, 0) ,
𝜌:
(︁
)︁
̃︀
1, N, 1 .
(1.2.4)
Здесь, глобальная «барионная» U(1)𝐵 симметрия есть ненарушенная на классическом уровне (при 𝛽 > 0) комбинация глобальной U(1) группы, вращающей
поля 𝑛 и 𝜌 с одинаковыми фазами, и калибровочной группы U(1), вращающей их с противоположными фазами, подробности см. в работе [30]. Ненулевые
твистованные массы 𝑚𝐴 нарушают каждую из SU-компонент в (1.2.3) до произведения групп U(1).
Двумерная константа связи естественным образом комплексифицируется с
включением в действие 𝜃-члена
𝛽 =𝑟+𝑖
𝜃2𝑑
,
2𝜋
(1.2.5)
ult 𝜃2𝑑 — 𝜃-угол в двумерии.
1.3
2D-4D соответствие
Существующие исследования вихрей в четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД в сла-
бой связи показывают, что неабелевы струны удерживают монополи, приводя
к их невылетанию. Элементарные монополи являются соединениями двух различных элементарных неабелевых струн [7, 8]. В четырёхмерной теории мы имеем монополь-антимонопольные мезоны, в которых монополь и антимонополь
24
соединены двумя удерживающими струнами (см. Рис. 1.1). В случае с калибровочной группой U(𝑁 ) мы также имеем «барионы», состоящие из 𝑁 ×(целое
число) монополей.
Монополи обладают нетривиальными квантовыми числами по отношению
к глобальной группе симметрии (1.1.3) четырёхмерной СКХД, см. обзор [11].
И действительно, с точки зрения теории на мировой поверхности неабелевой
струны, невылетающие монополи видны как кинки, интерполирующие между
двумя разными вакуумами [7, 8]. Эти кинки описываются в сильной связи по˜ ) модели 𝑃 = 1, .., 𝑁 , 𝐾 = 𝑁 + 1, .., 𝑁𝑓 ).
лями 𝑛𝑃 и 𝜌𝐾 [26, 41] (для WCP(𝑁, 𝑁
Эти два типа кинков соответствуют двум типам монополей — у обоих один и
тот же магнитный заряд, но разные глобальные заряды. Это видно уже из того,
что глобальная группа симметрии теории на мировой поверхности точно такая
же, как в (1.1.3), а U(1) заряды полей 𝑛𝑃 и 𝜌𝐾 равны 0 и 1, соответственно.
Одно из них преобразуется в фундаментальном представлении по первой группе SU, другое — по второй, см. (1.2.4). То же самое относится и к монополям в
четырёхмерии.
Как уже отмечалось выше, невылетающие монополи четырёхмерной СКХД
являются соединениями двух различных неабелевых струн. С точки зрения
теории на мировой поверхности они видны как кинки, интерполирующие меж̃︀ ) модели. Это является причиной
ду двумя различными вакуумами WCP(𝑁, 𝑁
так называемого 2D-4D соответствия, то есть совпадения спектра BPS монополей в четырёхмерной СКХД в некоторой сингулярной точке кулоновской ветки
(которая становится кварковым вакуумом (1.1.1) при введении ненулевого 𝜉)
̃︀ ) модели с другой
с одной стороны, и спектра кинков двумерной WCP(𝑁, 𝑁
стороны. Массы (дионных) монополей в четырёхмерной СКХД даются точным
̃︀ ) морешением Зайберга-Виттена [2], в то время как спектр кинков WCP(𝑁, 𝑁
дели может быть получен из точного твистованного эффективного потенциала
[32, 40, 42, 43, 44, 45]. Этот эффективный суперпотенциал может быть написан в
терминах твистованного кирального суперполя, низшей компонентой которого
является комплексное скалярное поле 𝜎 (см. (1.2.1)) [40]. Этот суперпотенциал
˜)
вводится в Разделе 5.3, и с его помощью изучается спектр кинков WCP(𝑁, 𝑁
модели.
Это совпадение было обнаружено в работах [32, 45] и позже объяснено в
25
[7, 8] при помощи представления о невылетающих монополях в четырёхмерии
как о кинках в теории на мировой поверхности. Важным при этом является
тот факт, что как монополи, так и кинки являются BPS-насыщенными состояниями 6 , и их массы не могут зависеть от неголоморфного параметра 𝜉 [7, 8].
Это означает, что, хотя невылетающие монополи и выглядят физически совсем
по-другому, нежели обычные монополи на кулоновской ветке четырёхмерной
СКХД (в определённой сингулярной точке, которая становится изолированным
вакуумом при ненулевых 𝜉), их массы равны. Более того, эти массы совпадают
с массами кинков в теории на мировой поверхности.
Отметим, что вакуумные средние поля 𝜎, получаемые из точного твистованного суперпотенциала, совпадают с двойными корнями кривой ЗайбергаВиттена [2] в кварковом вакууме четырёхмерной СКХД [32, 45]. Это является
ключевой технической причиной, ведущей к совпадению спектров в двумерии
и в четырёхмерии.
6
Невылетающие монополи, будучи соединениями двух различных 1/2-BPS струн, являются 1/4-BPS со-
стояниями в четырёхмерной СКХД [7].
26
ГЛАВА 2
Неабелевы струны в 𝒩 = 1 суперсимметричной
КХД
Так же как и в обычной КХД, в 𝒩 = 1 СКХД нет скалярных полей в
присоединённом представлении калибровочной группы. Поэтому считается, что
динамика этой теории существенно неабелева. С другой стороны, благодаря суперсимметрии её легче изучать, чем несуперсимметричную КХД. Можно надеяться, что, начав с 𝒩 = 2 СКХД и отщепив присоединённые скаляры, можно
придти к неабелеву режиму. В частности, уже было показано, что фаза «вместо
конфайнмента» выживает в пределе, когда присоединённая материя (присутствовавшая в 𝒩 = 2 КХД) отщепляется, см. обзор [13] и упомянутые в нём
работы.
В данной Главе мы делаем этот шаг и исследуем, что же происходит с неабелевыми струнами и невылетающими монополями при отщеплении присоединённой материи. Мы рассматриваем некоторую деформацию 𝒩 = 2 суперсимметричной КХД с калибровочной группой U(𝑁 ) и 𝑁𝑓 = 𝑁 ароматами кварков,
а именно вводя массовое слагаемое 𝜇 для материи в присоединённом представлении. Такая 𝜇-деформация нарушает 𝒩 = 2 суперсимметрию, и в пределе
больших 𝜇 теория переходит в 𝒩 = 1 суперсимметричную КХД.
2.1
Основная идея
Помимо трансляционных мод, типичных для АНО струн, неабелевы стру-
ны обладают также ориентационными модулями, соответствующими вращениям их потоков внутри неабелевой группы SU(𝑁 ). Динамика ориентационных
модулей в 𝒩 = 2 КХД описывается двумерной CP(𝑁 − 1) моделью, живущей
на мировой поверхности неабелевой струны. В данной Главе мы изучаем реше-
27
ния для таких неабелевых струн и выводим эффективную теория на мировой
поверхности струны в пределе больших 𝜇.
Схожая задача была рассмотрена в работах [16, 17, 18, 23, 24, 25], где 𝜇деформация рассматривалась в 𝒩 = 2 суперсимметричной КХД с калибровочной группой U(𝑁 ) и 𝑁𝑓 = 𝑁 ароматами безмассовых кварков, снабжённая
ФИ 𝐷-членом. В пределе больших 𝜇 эта теория переходит в некоторую теорию, отличающуюся от 𝒩 = 1 КХД как раз наличием такого ФИ слагаемого.
В частности, в этой теории конденсация скалярных кварков вызвана этим ФИ
𝐷-членом.
В вышеупомянутых работах было показано, что бозонные профильные
функции неабелевой струны не меняются при 𝜇-деформации, тогда как фермионные нулевые моды становятся другими, отличающимися от тех, какими они
были в пределе 𝒩 = 2 . Струна остаётся BPS-насыщенной, и теория на мировой поверхности превращается в гетеротическую CP(𝑁 −1) модель с 𝒩 = (0, 2)
суперсимметрией [17, 18, 23, 25]. В этой модели, супертрансляционные фермионные модули взаимодействуют с суперориентационными. Решение теории на
мировой поверхности при больших 𝑁 показывает, что 𝒩 = (0, 2) суперсимметрия спонтанно нарушена [24]. В этой модели имеются 𝑁 вакуумов, соответствующих 𝑁 различным неабелевым струнам, и дискретная симметрия 𝑍2𝑁
спонтанно нарушается.
В этой Главе рассматривается 𝜇-деформация 𝒩 = 2 СКХД без Фи слагаемо√
го в кварковом вакууме. Конденсат скварков определяется выражением 𝜇𝑚,
где 𝑚 — масса кварка. Отметим, что в присутствии ФИ 𝐷-члена нельзя было
бы ввести массы кварков, тогда как в рассматриваемой здесь модели кварки
массивны. Более того, как уже было упомянуто выше, эта теория более «реалистична» также потому, что в ней нет ФИ-слагаемого. В пределе больших 𝜇 она
переходит в 𝒩 = 1 СКХД в кварковом вакууме. Неабелевы струны перестают
быть BPS-насыщенными, и фермионные профили струны изменяются.
Мы изучаем решения для неабелевых профильных функций в пределе больших 𝜇 и выводим эффективную теория на мировой поверхности струны. Бозонный сектор этой теории всё ещё описывается CP(𝑁 − 1) моделью. CP(𝑁 − 1)
модель асимптотически свободна, и это определяется её масштабом Λ𝐶𝑃 (положением инфракрасного полюса константы связи). При малых 𝜇 Λ𝐶𝑃 = Λ𝒩 =2 ,
28
где Λ𝒩 =2 — масштаб четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД, см. например обзор [11].
В данной Главе показано, что в пределе больших 𝜇 величина Λ𝐶𝑃 экспоненциально мала. Мы также выводим потенциал в двумерной модели на мировой
поверхности, индуцированный разностями масс кварков.
После этого мы приступаем к изучению фермионного сектора теории на мировой поверхности. При 𝜇-деформации все фермионные суперориентационные
моды становятся массивными. Поэтому мы остаёмся с чисто бозонной CP(𝑁 −1)
моделью на мировой поверхности струны в пределе, когда четырёхмерная теория становится 𝒩 = 1 СКХД. Из-за этого теория на мировой поверхности находится в кулоновской фазе (фазе конфайнмента), по крайней мере при больших
𝑁 [26].
Мы также рассматриваем вопрос о том, что происходит с невылетающими
монополями ’т Хоофта–Полякова, присутствовавшими в 𝒩 = 2 пределе, когда
мы переходим к большим 𝜇. Изучая потенциал в теории на мировой поверхности, мы показываем, что невылетающие монополя, которые видны в на мировой
поверхности как кинки [7, 8], становятся нестабильными при больших 𝜇, если
кварки имеют разные массы. Однако, если массы кварков равны друг другу,
то невылетающие монополи выживают в пределе 𝒩 = 1 КХД.
2.2
𝜇-деформированная 𝒩 = 2 суперсимметричная КХД
В данном Разделе мы кратко рассматриваем интересующую нас четырёх-
мерную теория (детали можно найти в обзоре [11]). Нашей четырёхмерной теорией является 𝜇-деформированная 𝒩 = 2 суперсимметричная КХД с калибровочной группой U(𝑁 ) =SU(𝑁 )×U(1). Состав полей данной теории следующий.
𝒩 = 2 векторный мультиплет состоит из U(1) калибровочного поля 𝐴𝜇 и SU(𝑁 )
калибровочного поля 𝐴𝑎𝜇 , комплексных скалярных полей 𝑎𝑈 (1) и 𝑎𝑎 в присоеди2𝑎
нённом представлении, и их фермионных суперпартнёров (𝜆1𝛼 , 𝜆2𝛼 ) и (𝜆1𝑎
𝛼 , 𝜆𝛼 ).
Индекс присоединённого представления 𝑎 пробегает значения от 1 до 𝑁 2 − 1,
а спинорный индекс 𝛼 = 1, 2. Присоединённые скаляры и фермионы 𝜆2 могут
быть скомбинированы в 𝒩 = 1 присоединённые киральные мультиплеты 𝒜U(1)
и 𝒜SU(𝑁 ) = 𝒜𝑎 𝑇 𝑎 , где 𝑇 𝑎 — генераторы группы SU(𝑁 ), нормированные как
(︀
)︀
Tr 𝑇 𝑎 𝑇 𝑏 = (1/2) 𝛿 𝑎𝑏 .
29
Сектор материи состоит из 𝑁𝑓 = 𝑁 ароматов гипермультиплетов кварков в
фундаментальном представлении, и скалярных компонент (скварков) 𝑞 𝑘𝐴 и 𝑞̃︀𝐴𝑘 ,
в фермионы представлены как 𝜓 𝑘𝐴 и 𝜓̃︀𝐴𝑘 . Здесь 𝐴 = 1, .., 𝑁 — индекс аромата,
а 𝑘 = 1, .., 𝑁 — цветной индекс.
Суперпотенциал 𝒩 = 2 суперсимметричной КХД даётся выражением
}︁
√ {︁ 1
U(1) 𝐴
𝑎 𝑎 𝐴
2 𝑞̃︀𝐴 𝒜 𝑞 + 𝑞̃︀𝐴 𝒜 𝑇 𝑞
+ 𝑚𝐴 𝑞̃︀𝐴 𝑞 𝐴 ,
(2.2.1)
𝒲𝒩 =2 =
2
где одно и то же обозначение используется как для мультиплетов кварков 𝑞 𝐴 и
𝑞̃︀𝐴 , так и для их скалярных компонент, а 𝑚𝐴 — кварковые массы.
𝜇-деформация представляет собой массовое слагаемое для присоединённой
материи,
√︂
𝜇2 𝑎 2
𝑁 𝜇1 (︁ U(1) )︁2
𝒜
+
(𝒜 ) ,
𝒲𝒩 =1 =
2 2
2
которое нарушает 𝒩 = 2 суперсимметрию до 𝒩 = 1 .
(2.2.2)
В специальном случае, когда
√︂
𝜇 ≡ 𝜇2 = 𝜇1
2
,
𝑁
(2.2.3)
суперпотенциал (2.2.2) превращается в односледовый оператор
𝒲𝒩 =1 = 𝜇Tr(Φ2 )
(2.2.4)
где матрица присоединённых скаляров определена как
1
Φ = 𝑎𝑈 (1) + 𝑇 𝑎 𝑎𝑎 .
2
(2.2.5)
Мы будем рассматривать четырёхмерную СКХД в пределе больших 𝜇1 и 𝜇2 ,
когда присоединённая материя отщепляется, и теория превращается в 𝒩 = 1
КХД. Исключая присоединённые поля из суммы суперпотенциалов (2.2.1) и
(2.2.2), получим кварковый суперпотенциал нашей 𝜇-деформированной четырёхмерной теории:
]︁
1 [︁
𝛼
𝐵
𝐴
𝐴 2
𝒲(𝑞, 𝑞˜) = −
(˜
𝑞𝐴 𝑞 )(˜
𝑞𝐵 𝑞 ) − (˜
𝑞𝐴 𝑞 ) + 𝑚𝐴 (˜
𝑞𝐴 𝑞 𝐴 ) ,
2𝜇2
𝑁
(2.2.6)
где
√︂
𝛼=1−
𝑁 𝜇2
.
2 𝜇1
(2.2.7)
30
В случае односледовой деформации (2.2.3) 𝛼 = 0.
Запишем бозонное действие этой теории: 1
⎧
∫︁
(︁
)︁2
1
1 (︁ U(1) )︁2
4 ⎪
SU(𝑁 )
⎪
𝑆bos =
𝑑 𝑥 ⎩ 2 Tr 𝐹𝜇𝜈
𝐹𝜇𝜈
+
+
2𝑔2
4𝑔12
⎫
⃒
⃒2
⃒
⃒2
⃒
⃒
𝐴
𝐴
𝐴
⃒∇𝜇 𝑞 ⃒ + ⃒∇𝜇 𝑞̃︀ ⃒ + 𝑉 (𝑞 , 𝑞̃︀𝐴 )⎪
⎭.
(2.2.8)
Здесь ∇𝜇 — ковариантная производная
∇𝜇 = 𝜕𝜇 −
𝑖 U(1)
𝐴𝜇
− 𝑖 𝐴𝑎𝜇 𝑇 𝑎 ,
2
(2.2.9)
а скалярный потенциал 𝑉 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 ) есть сумма потенциалов от 𝐷 и 𝐹 -членов,
𝑉 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 ) = 𝑉𝐷 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 ) + 𝑉𝐹 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 ).
(2.2.10)
Потенциал 𝐷-члена даётся формулой
𝑉𝐷
)︀
)︀2
𝑔12 (︀ 𝐴 2
𝑔22 (︀
𝑎 𝐴
𝑎 ¯𝐴 2
𝑞¯𝐴 𝑇 𝑞 − 𝑞˜𝐴 𝑇 𝑞˜
+
|𝑞 | − |˜
𝑞 𝐴 |2 ,
=
2
8
(2.2.11)
а потенциал 𝐹 -слагаемого определяется суперпотенциалом (2.2.6). Он равен
{︃
[︁
]︁
𝛼
¯ 𝐴 ¯𝐹
1
𝐵
𝐴
𝐴
¯
(¯
𝑞𝐴 𝑞 ) (¯
𝑞𝐶 𝑞˜ ) − 𝛿𝐶 (¯
𝑉𝐹 =
𝑞𝐹 𝑞˜ ) − 𝜇¯2 𝑚
¯ 𝐴 𝛿𝐶
|𝜇2 |2
𝑁
]︁
[︁
𝛼 𝐶
𝐹
𝐶
𝐶
𝑞𝐹 𝑞 ) − 𝜇2 𝑚𝐵 𝛿𝐵
× (˜
𝑞𝐵 𝑞 ) − 𝛿𝐵 (˜
𝑁
[︁
]︁
(2.2.12)
𝛼
¯ 𝐶
𝐵
𝐶
𝐹
𝐶
¯
¯
¯
+ (˜
𝑞𝐴 𝑞˜ ) (¯
𝑞𝐵 𝑞˜ ) − 𝛿𝐵 (¯
𝑞𝐹 𝑞˜ ) − 𝜇¯2 𝑚
¯ 𝐵 𝛿𝐵
𝑁
}︃
[︁
]︁
𝛼 𝐴
𝐹
𝐴
𝐴
× (˜
𝑞𝐶 𝑞 ) − 𝛿𝐶 (˜
𝑞𝐹 𝑞 ) − 𝜇2 𝑚𝐴 𝛿𝐶
.
𝑁
В данной работе мы рассматриваем вакуум (ноль потенциала (2.2.10)), в
котором максимальное число кварков развивают ненулевые вакуумные средние,
а именно 𝑁 штук (так называемый 𝑟 = 𝑁 вакуум, где 𝑟 — число выпавших в
1
2
2
Отсюда и далее в настоящей Главе используется евклидова формулировка, то есть 𝐹𝜇𝜈
= 2𝐹0𝑖
+ 𝐹𝑖𝑗2 ,
(𝜕𝜇 𝑎)2 = (𝜕0 𝑎)2 + (𝜕𝑖 𝑎)2 , и так далее. Кроме того, сигма-матрицы определяются как 𝜎 𝛼𝛼˙ = (1, −𝑖⃗𝜏 ), 𝜎
¯𝛼𝛼
=
˙
(1, 𝑖⃗𝜏 ). Опускание и поднятие спинорных значков осуществляется при помощи антисимметричного тензора
𝜀12 = 𝜀1̇2̇ = 1, 𝜀12 = 𝜀1̇2̇ = −1. Такие же соглашения о опускании и поднятии значков относятся к флейворным
SU(𝑁 ) значкам 𝑓 , 𝑔 и пр.
31
конденсат кварков в слабой связи, см. обзор [13]). При этом, вакуумные средние
скварков равны
⎛√
⎞
𝜉1 0 ...
⎜
⎟
1
⟨𝑞 𝑘𝐴 ⟩ = ⟨̃︀
𝑞 𝑘𝐴 ⟩ = √ ⎜
,
... ... ... ⎟
2⎝
√ ⎠
𝜉𝑁
... 0
(2.2.13)
где поля скварков записаны в виде матрицы размера 𝑁 × 𝑁 по цветным и
флейворным значкам, а параметры 𝜉𝐴 определяются как
)︃
(︃√︂
2
𝜇1 𝑚
̂︀ + 𝜇2 (𝑚𝐴 − 𝑚)
̂︀ ,
𝜉𝐴 = 2
𝑁
(2.2.14)
причём
𝑁
1 ∑︁
𝑚
̂︀ =
𝑚𝐴 .
𝑁
(2.2.15)
𝐴=1
В случае односледовой деформации (2.2.3) выражения для параметров 𝜉𝐴
упрощаются:
𝜉𝐴 = 2 𝜇2 𝑚𝐴
(2.2.16)
В данной Главе мы главным образом рассматриваем неабелев предел, когда
массы всех кварков одинаковы,
𝑚1 = 𝑚2 = ... = 𝑚𝑁 ≡ 𝑚,
(2.2.17)
так что параметры 𝜉𝐴 вырождаются, 𝜉𝐴 ≡ 𝜉, и вакуумные средние скварков
становятся
⎛
⎞
√︂
1 0 ...
⎜
⎟
𝜉
⎜... ... ...⎟
⟨𝑞 𝑘𝐴 ⟩ = ⟨̃︀
𝑞 𝑘𝐴 ⟩ =
⎠
2⎝
... 0 1
(2.2.18)
Отметим, что при устремлении 𝜇 → ∞ (при фиксированных массах кварков) параметры 𝜉 ∼ 𝜇𝑚 также уходят на бесконечность, и наш кварковый
вакуум превращается в убегающий вакуум2 (все 𝑟 вакуумов при ненулевых 𝑟
превращаются в убегающие вакуумы). В этом случае 𝒩 = 1 СКХД становится
теорией, в которой есть только 𝑁 вакуумов, происходящих из 𝑁 монопольных
вакуумов (𝑟 = 0 вакуумов) 𝒩 = 2 СКХД.
2
Англ. run-away vacuum.
32
Здесь же мы определяем 𝒩 = 1 иным образом. Переходя к пределу больших 𝜇, мы делаем массы кварков маленькими, так что произведение 𝜇𝑚 (и
вакуумные средние кварков) остаются фиксированными,
𝜇 → ∞,
𝑚 → 0,
𝜇 𝑚 = фиксировано.
(2.2.19)
Таким образом мы контролируем все 𝑟 вакуумов, имеющихся в 𝒩 = 2 СКХД.
В этой Главе делаем упор на неабелевы струны в 𝑟 = 𝑁 кварковом вакууме
(2.2.18), предполагая предел больших 𝜇, когда четырёхмерная теория переходит
в обобщённую 𝒩 = 1 СКХД, определённую выше.
Для того, чтобы удержать нашу четырёхмерную теорию в режиме слабой
связи, мы предполагаем, что вакуумные средние скварков достаточно большие
по сравнению с масштабом Λ𝒩 =1 SU(𝑁 ) сектора 𝒩 = 1 СКХД. Выражаясь
точнее, мы предполагаем, что
√
𝜇𝑚 ≫ Λ𝒩 =1 .
(2.2.20)
Вакуумные средние скварков (2.2.18) приводят к спонтанному нарушению
как калибровочной, так и флейворной SU(𝑁 )-симметрий. Однако, остаётся глобальная диагональная группа SU(𝑁 ),
U(𝑁 )gauge × SU(𝑁 )flavor → SU(𝑁 )𝐶+𝐹 ,
(2.2.21)
сравн. (1.1.3). Таким образом, в данном вакууме происходит блокировка цвета
с ароматом. Это приводит к возникновению неабелевых струн, см. обзор [11].
Кратко опишем пертурбативный спектр четырёхмерной теории в пределе
больших 𝜇 (некоторые подробности могут быть найдены в обзоре [11]). Для
простоты рассмотрим случай, когда массы кварков одинаковы. Калибровочная
группа U(𝑁 ) полностью нарушена механизмом Хиггса, и массы калибровочных
бозонов равны
𝑆𝑈 (𝑁 )
𝑚𝐺
√︀
= 𝑔2 | 𝜉|
(2.2.22)
для калибровочных бозонов SU(𝑁 ), и
𝑈 (1)
𝑚𝐺
√︂
= 𝑔1
𝑁 √︀
| 𝜉|
2
(2.2.23)
33
для полей U(1). Ниже мы также будем предполагать, что массы калибровочных
бозонов одного порядка,
𝑈 (1)
𝑚𝐺
𝑆𝑈 (𝑁 )
∼ 𝑚𝐺
≡ 𝑚𝐺
(2.2.24)
Матрица масс кварков может быть найдена из потенциалов (2.2.11) и
(2.2.12). Оказывается, что из 4𝑁 2 вещественных степеней свободы скварков 𝑞 𝑘𝐴
и 𝑞̃︀𝑘𝐴 , 𝑁 2 фаз «съедены» механизмом Хиггса, (𝑁 2 − 1) вещественных скварков
обладают массой (2.2.22), а один вещественный скварк имеет массу (2.2.23). Эти
скварки являются скалярными суперпартнёрами, соответственно, калибровочных бозонов SU(𝑁 ) и U(1) в массивных векторных 𝒩 = 1 супермультиплетах.
Остальные 2𝑁 2 скварков становятся гораздо легче в пределе больших 𝜇.
Массы 2(𝑁 2 − 1) из них, формирующих присоединённое представление глобальной группы SU𝐶+𝐹 (𝑁 ) (2.2.21), даются формулой
⃒ ⃒
⃒𝜉⃒
𝑆𝑈 (𝑁 )
𝑚𝐿
= ⃒⃒ ⃒⃒ ,
𝜇2
а два вещественных синглета по SU𝐶+𝐹 (𝑁 ) имеют массу
√︂ ⃒ ⃒
𝑁 ⃒⃒ 𝜉 ⃒⃒
𝑈 (1)
,
𝑚𝐿 =
2 ⃒ 𝜇1 ⃒
(2.2.25)
(2.2.26)
Если 𝜇2 и 𝜇1 одного порядка (точнее, мы предполагаем ниже, что 𝛼 = const,
см. (2.2.7)), то
𝑈 (1)
𝑚𝐿
𝑆𝑈 (𝑁 )
∼ 𝑚𝐿
≡ 𝑚𝐿 ∼ 𝑚 ≪ 𝑚𝐺 .
(2.2.27)
Эта иерархия масс окажется существенной для дальнейшего рассмотрения.
В частности, в пределе (2.2.19) 𝑚𝐿 → 0, и 2𝑁 2 скварков становятся безмассовыми. Это отражает наличие Хиггсовской ветки, которая развивается в этом
пределе. Наличие безмассовых скалярных полей, развивающих ненулевые вакуумные средние, делает решение в виде струны плохо определённым [46, 47],
см. также следующий раздел. Ниже мы используем 𝜇-деформированную 𝒩 = 2
СКХД при больших 𝜇 как инфракрасную (ИК) регуляризацию 𝒩 = 1 СКХД.
При больших, но конечных 𝜇 Хиггсовская ветка, характерная для 𝒩 = 1
СКХД, поднята, и ИК расходимости оказываются регуляризованными, см. также [48].
34
2.3
Неабелевы струны
В данной главе выводится решение для неабелева вихря в предположении
одинаковых масс кварков (2.2.17). Сперва мы выпишем анзац общего вида для
неабелевых струн и выпишем уравнения на профильные функции струны. Затем мы решим эти уравнения в предположении иерархии масс (2.2.27) в пределе
больших 𝜇.
2.3.1
Уравнения движения
Рассмотрим статичную струну, растянутую вдоль оси 𝑥3 , так что соответствующие профильные функции зависят только от координат в плоскости
(𝑥1 , 𝑥2 ). Следуя методу, разработанному для 𝒩 = 2 СКХД (см. обзор [11]), предположим сперва, что нетривиальные профильные функции появляются только
у тех полей скварков, которые имеют ненулевые вакуумные средние. Поэтому
мы положим
1
(2.3.1)
𝑞 𝑘𝐴 = 𝑞¯˜𝑘𝐴 = √ 𝜙𝑘𝐴 .
2
и будем искать решение в виде струны при помощи следующей подстановки
[6, 7, 11]:
)︀
(︀
𝜙 = 𝜑2 + 𝑛𝑛 𝜑1 − 𝜑2
SU(𝑁 )
𝐴𝑖
U(1)
𝐴𝑖
⎫
)︀
(︀
)︀ ⎧
1 (︀
⎩
𝜑1 + (𝑁 − 1)𝜑2 + 𝜑1 − 𝜑2
𝑛𝑛 − 1/𝑁 ⎭ ,
=
𝑁
⎧
⎫
𝑥𝑗
⎩
= 𝜀𝑖𝑗 2 𝑓𝑊 (𝑟) 𝑛𝑛 − 1/𝑁 ⎭ ,
𝑟
𝑥𝑗
2
=
𝜀𝑖𝑗 2 𝑓 (𝑟) ,
𝑁
𝑟
(2.3.2)
где индекс 𝑖 пробегает значения 1, 2. Профильные функции 𝜑1 (𝑟) и 𝜑2 (𝑟) определяют профили скварковых полей в плоскости, ортогональной к покоящейся
струне, тогда как 𝑓 (𝑟) и 𝑓𝑊 (𝑟) играют роль профилей калибровочных полей.
Профильные функции зависят от расстояния 𝑟 от данной точки 𝑥𝑖 до центра
струны 𝑥𝑖0 в плоскости (𝑥1 , 𝑥2 ).
Здесь также был введён комплексный вектор 𝑛𝑙 , 𝑙 = 1, ..., 𝑁 , подчиняющийся условию
𝑛𝑙 · 𝑛𝑙 = 1 .
(2.3.3)
35
Вектор 𝑛𝑙 параметризует ориентационные моды неабелевого вихря. Он возникает из-за возможности вращения конкретного струнного решения по отношению
к ненарушенной глобальной цвет-ароматной группе SU(𝑁 )𝐶+𝐹 , см. (2.2.21).
Граничные условия для калибровочных и скалярных профильных функций
следующие:
𝜑1 (0) = 0,
𝜑2 (0) ̸= 0,
𝑓𝑊 (0) = 1,
𝑓 (0) = 1,
𝜑1 (∞) =
√︀
𝜉,
√︀
𝜉,
𝜑2 (∞) =
𝑓𝑊 (∞) = 0,
(2.3.4)
𝑓 (∞) = 0.
Подставляя наш анзац (2.3.2) в действие (2.2.8), получим функционал энергии (натяжение струны):
(︃
∫︁
′2
2 𝑓 ′2
𝑁 − 1 1 𝑓𝑊
′2
𝑇 = 2𝜋 𝑟𝑑𝑟 2 2 2 +
+ 𝜑′2
1 + (𝑁 − 1)𝜑2
2
2
𝑔1 𝑁 𝑟
𝑁 𝑔2 𝑟
2
+
2
𝑁 − 1 [𝑓 − 𝑓𝑊 ] 2
1 [𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 ] 2
𝜑
+
𝜑2 + 𝑉 (𝜑1 , 𝜑2 ),
1
𝑁2
𝑟2
𝑁2
𝑟2
)︃
(2.3.5)
где потенциал 𝑉 (𝜑1 , 𝜑2 ) есть
(︃
[︁
]︁2
1
𝛼 2
2
2
2
𝑉 (𝜑1 , 𝜑2 ) =
𝜑 𝜑 +
(𝜑 + (𝑁 − 1)𝜑2 ) − 2𝜇2 𝑚
4|𝜇2 |2 1 1
𝑁 1
)︃
[︁
]︁
2
𝛼 2
+ (𝑁 − 1)𝜑22 𝜑22 +
(𝜑1 + (𝑁 − 1)𝜑22 ) − 2𝜇2 𝑚
(2.3.6)
𝑁
и предполагается, что величина 𝜇2 𝑚 вещественна3 .
Из функционала натяжения струны (2.3.5) получаются уравнения для профильных функций:
𝑓
3
′′
𝑓′
𝑔12
𝑔12
2
−
−
(𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )𝜑1 − (𝑁 − 1) (𝑓 − 𝑓𝑊 )𝜑22
𝑟
2
2
′
2
𝑓𝑊
𝑔2
𝑔22
′′
2
𝑓𝑊 −
−
(𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )𝜑1 +
(𝑓 − 𝑓𝑊 )𝜑22
𝑟
𝑁
𝑁
′
𝜑1
1 (𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )2
1 𝜕𝑉
′′
𝜑1 +
−
𝜑
−
1
𝑟
𝑁2
𝑟2
2 𝜕𝜑1
′
2
𝜑
1 (𝑓 − 𝑓𝑊 )
1
𝜕𝑉
𝜑′′2 + 2 −
𝜑
−
2
𝑟
𝑁2
𝑟2
2(𝑁 − 1) 𝜕𝜑2
= 0
(2.3.7)
= 0
= 0
= 0
Если же она является комплексной величиной, то соотношение (2.3.1) следует изменить, включив в него
фазу 𝜇2 𝑚.
36
Эти уравнения — второго, а не первого порядка. Это происходит аз-за того,
что струна более не является BPS-насыщенной. Отметим, что в случае BPS
струны, массы скаляров, образующих струну, равны массам калибровочных
бозонов (2.2.22) и (2.2.23), см. [11]. Это не так в случае нашей 𝜇-деформированной теории. Массы скаляров в синглетном и присоединённом представлении в
матрице 𝜙𝑘𝐴 в (2.3.1) даются формулами (2.2.25) и (2.2.26), и в пределе больших
𝜇 они гораздо меньше, чем массы калибровочных бозонов. В частности, как уже
было упомянуто, в пределе (2.2.19) 𝑚𝐿 → 0, и в нашей 𝜇-деформированной
теории появляется хиггсовская ветка.
2.3.2
Профильные функции струны
Частым явлением в суперсимметричных калибровочных теориях является
наличие хиггсовских веток. Это — плоские направления потенциала скаляров,
на которых заряженные скалярные поля могут развивать вакуумные средние,
нарушая калибровочную симметрию. Во многих случаях вследствие такого нарушения появляются топологические причины устойчивости вихрей-струн. Динамика формирования вихрей в теориях с хиггсовскими ветками уже была затронута в работах [46, 47, 48]. Заранее вовсе не известно, существуют или нет
в таких теориях стабильные решения в виде струн. Дело в том, что теория
с хиггсовской веткой представляет собой предельный случай сверхпроводника
первого рода с исчезающей массой частицы Хиггса. В частности, в [46] было показано, что бесконечно длинные струны не могут образовываться в этом случае
из-за инфракрасных расходимостей.
Позднее этот вопрос изучался в работах [47, 48]. Было показано, что вихри на хиггсовских ветках становятся логарифмически «толстыми» благодаря
наличию безмассовых скалярных полей в четырёхмерии. Тем не менее, они являются хорошо определёнными, если регуляризовать ИК расходимости. Один
из способов регуляризации — рассмотрение струны конечной длины 𝐿 [47]. Такая постановка задачи типична при рассмотрении конфайнмента. В работе [47]
было показано, что потенциал между тяжёлыми пробными зарядами становится нелинейным,
𝑉 (𝐿) ∼
𝐿
,
log 𝐿
(2.3.8)
37
в теориях с хиггсовскими ветками.
Другой способ ИК-регуляризации — поднять хиггсовскую ветку, так что у
скалярных полей, образующих струну, появляются маленькие, но всё же ненулевые массы 𝑚𝐿 , сравн. [48]. Здесь мы используем именно этот подход, см.
формулы (2.2.25) и (2.2.26), в предположении, что параметр 𝜇 большой, но конечный.
В главном порядке по log 𝑚𝐺 /𝑚𝐿 решение для вихря имеет следующую
структуру в плоскости (𝑥1 , 𝑥2 ) [47]. калибровочные поля локализованы в центральной части радиуса 𝑅𝑔 и практически равны нулю вне этой области4 . Напротив, скалярные профили почти постоянны в центральной части. В частности, профильная функция 𝜑1 , ассоциированная с намоткой вихря, почти равна
нулю в центральной части (см. (2.3.4)),
𝜑1 ≈ 0
√︀
𝜑2 ≈ (1 − 𝑐) 𝜉,
(2.3.9)
где 𝑐 — некоторая постоянная, которая будет определена ниже.
При этом могут быть найдены решения первых двух уравнений для калибровочных профильных функций в (2.3.7):
𝑓
= 𝑓𝑊
≈ 1 −
𝑟2
𝑅𝑔2
(2.3.10)
в центральной области вихря.
Вне центральной части в логарифмически широком интервале
1/𝑚𝐺 . 𝑟 . 1/𝑚𝐿
(2.3.11)
калибровочные профили практически зануляются, и последние два уравнения
в (2.3.7) сводятся в уравнениям для свободных безмассовых полей. Их решения
4
Величина 𝑅𝑔 будет определена ниже.
38
имеют логарифмическую форму
⎛
𝜑1
𝜑2
⎞
1
ln
√︀ ⎜
𝑟𝑚𝐿 ⎟
⎜
⎟,
≈
𝜉 ⎝1 −
1 ⎠
ln
𝑚𝐿 𝑅𝑔
⎛
⎞
1
ln
√︀ ⎜
𝑟𝑚𝐿 ⎟
⎟,
≈
𝜉⎜
1
−
𝑐
·
⎝
1 ⎠
ln
𝑚𝐿 𝑅𝑔
(2.3.12)
где нормировка фиксирована сшивкой с центральной областью (2.3.9) и с граничными условиями на бесконечности (2.3.4).
В области очень больших 𝑟, 𝑟 ≫ 1/𝑚𝐿 , скалярные поля экспоненциально
подходят к их вакуумным средним (∼ exp{−𝑚𝐿 𝑟}), см. (2.3.4)). Эта область
вносит пренебрежимо малый вклад в натяжение струны, и конкретная форма
скалярного потенциала (2.3.6) не важна.
При подстановке найденного решения в функционал энергии (2.3.5) получается
𝑇
const
≈
𝑅𝑔2
(︂
2
𝑁 −1
+
2
𝑔1 𝑁 2
𝑔22 𝑁
)︂
+
]︀
2𝜋|𝜉| [︀
1 + (𝑁 − 1) 𝑐2 ,
1
ln
𝑅𝑔 𝑚𝐿
(2.3.13)
где первое слагаемое происходит от калибровочных полей в центральной части,
а второе — от кинетического слагаемого скаляров в логарифмической области
(2.3.11).
Минимизация этого выражения по отношению к постоянной 𝑐 даёт
𝑐 = 0,
(2.3.14)
так что профильная функция 𝜑2 не зависит от 𝑟 и тождественно равна своему
√
вакуумному среднему 𝜉.
Минимизируя (2.3.13) по отношению к 𝑅𝑔 находим:
𝑅𝑔 ∼
const 𝑚𝐺
ln
.
𝑚𝐺
𝑚𝐿
(2.3.15)
Решения для профильных функций струны в промежуточной области
39
(2.3.11) получаются
⎛
𝜑1
𝜑2
𝑓
⎞
1
ln
√︀ ⎜
𝑟𝑚𝐿 ⎟
⎟
≈
𝜉⎜
1
−
𝑚𝐺 ⎠ ,
⎝
ln
𝑚𝐿
√︀
≈
𝜉,
≈ 𝑓𝑊
(2.3.16)
≈ 0,
и окончательная формула для натяжения неабелевой струны:
𝑇 =
2𝜋|𝜉|
𝑚𝐺 + · · · ,
ln
𝑚𝐿
(2.3.17)
где поправки подавлены степенями большого логарифма log 𝑚𝐺 /𝑚𝐿 . Главный
член происходит из кинетической энергии кварков ((𝜑′1 )2 ), проинтегрированной
по промежуточной области (2.3.11), см. (2.3.5). Отметим, что логарифмическое
подавление натяжения струны присуще не только неабелевым струнам. Похожее выражение было найдено для струны АНО на Хиггсовской ветке в [47, 48].
2.3.3
Неравные массы кварков
В данном Разделе мы ослабим условие (2.2.17) и рассмотрим решение для
струны в предположении, что разности масс кварков малы,
Δ𝑚𝐴𝐵 = 𝑚𝐴 − 𝑚𝐵 ≪ 𝑚,
̂︀
(2.3.18)
где 𝑚
̂︀ — средняя масса кварка, (2.2.15).
Неравные массы кварков нарушают цвет-ароматную симметрию (2.2.21) до
U(1)𝑁 , так что ориентационные моды неабелевой струны перестают быть нулевые модами. Они становятся квазинулевыми модами в приближении малых
разностей масс кварков (2.3.18), сравн. [11]. В самом деле, в Разделе 2.4.2 будет выведен потенциал в теории на мировой поверхности, имеющий 𝑁 точек
экстремума, соответствующих 𝑍𝑁 струнам.
Теперь следует обобщить анзац для струнного решения (2.3.2) следующим
образом. Во-первых, положим ориентационный вектор
𝑛𝑙 = 𝛿 𝑙𝐴0 ,
𝐴0 = 1, ..., 𝑁
(2.3.19)
40
выделяющий 𝑍𝑁 -струну с номером 𝐴0 (струну, связанную с намоткой 𝐴0 -го
аромата скварков, см. [11]).
Можно ожидать, что, также как и в случае равных масс кварков, главный
вклад в натяжение струны вносит логарифмически широкая область (2.3.11),
тогда как центральная часть струны не даёт вклада в главном порядке. Тогда, с
учётом (2.3.18), можно пренебречь разностями масс различных калибровочных
бозонов, положив
𝑚𝐺 ≈ 𝑔2
√︁
̂︀
|𝜉|,
(2.3.20)
где
𝑁
∑︁
1
𝜉̂︀ =
𝜉𝐴 .
𝑁
(2.3.21)
𝐴=1
В этом приближении можно использовать тот же самый анзац для калибровочных полей, что и в случае одинаковых масс кварков, см. последние два
уравнения в (2.3.2) с 𝑛𝑙 из (2.3.19). Калибровочные поля всё так же параметризуются только двумя профильными функциями 𝑓 (𝑟) и 𝑓𝑊 , которые отличны
от нуля в центральной области струны, определяемой величиной 𝑚𝐺 (2.3.20).
Анзац для полей скварков в (2.3.2) обобщается следующим образом:
⎛
⎞
𝜑1 (𝑟)
0
...
0
...
0
⎜
⎟
⎜ 0
⎟
𝜑
(𝑟)
.
.
.
0
.
.
.
0
2
⎜
⎟
⎜ ...
... ... ... ... ... ⎟
⎜
⎟
𝜙 = ⎜
(2.3.22)
⎟ ,
⎜ 0
⎟
0
.
.
.
𝜑
(𝑟)
.
.
.
0
𝐴0
⎜
⎟
⎜
⎟
... ... ... ... ... ⎠
⎝ ...
0
0
...
0
. . . 𝜑𝑁 (𝑟)
где введены профильные функции 𝜑1 , ..., 𝜑𝑁 для ароматов без намоток 𝐴 ̸= 𝐴0 ,
а функция 𝜑𝐴0 соответствует 𝐴0 -му аромату с намоткой.
Граничные условия для профильных функций калибровочных полей такие
же, как и в (2.3.4), а для кварков нужно потребовать
𝜑𝐴0 (0) = 0
√︀
𝜑𝐴 (∞) =
𝜉𝐴 ,
где 𝜉𝐴 определены в (2.2.14).
(2.3.23)
𝐴 = 1, ..., 𝑁,
(2.3.24)
41
Теперь уравнения для профильных функций выглядят следующим образом:
𝑓
′′
∑︁
𝑓′
𝑔12
𝑔12
2
𝜑2𝐴 = 0
−
−
(𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )𝜑𝐴0 −
(𝑓 − 𝑓𝑊 )
𝑟
2
2
𝐴̸=𝐴0
′′
𝑓𝑊
−
′
𝑓𝑊
𝑔2
− 2 (𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )𝜑2𝐴0
𝑟
𝑁
∑︁
𝑔22
(𝑓 − 𝑓𝑊 )
𝜑2𝐴 = 0
+
𝑁 (𝑁 − 1)
(2.3.25)
𝐴̸=𝐴0
𝜑′𝐴0
1 (𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )2
+
−
𝜑 𝐴0 −
𝑟
𝑁2
𝑟2
1 (𝑓 − 𝑓𝑊 )2
𝜑′
𝜑𝐴 −
При 𝐴 ̸= 𝐴0 , 𝜑′′𝐴 + 𝐴 −
𝑟
𝑁2
𝑟2
𝜑′′𝐴0
1 𝜕𝑉
2 𝜕𝜑𝐴0
1 𝜕𝑉
2 𝜕𝜑𝐴
= 0
= 0.
Решая эти уравнения так же, как и в предыдущем подразделе, получим:
𝜑𝐴
√︀
𝜉𝐴 ,
≈
𝐴 ̸= 𝐴0 .
(2.3.26)
Кроме того, калибровочные профильные функции определяются формулой
(2.3.10) в центральной области, а снаружи они зануляются. Размер этой центральной области всё так же определяется формулой (2.3.15).
Как и в случае равных масс кварков, профильная функция 𝜑1 практически
равна нулю в центральной части, а в области (2.3.11) (промежуточные 𝑟) она
даётся формулой
⎛
𝜑𝐴0
⎞
1
ln
√︀ ⎜
𝑟𝑚𝐿 ⎟
⎟
≈
1
−
𝜉𝐴0 ⎜
𝑚𝐺 ⎠ .
⎝
ln
𝑚𝐿
(2.3.27)
Натяжения 𝑍𝑁 струн теперь находятся по следующей формуле:
𝑇𝐴0 =
2𝜋|𝜉𝐴0 |
𝑚𝐺 + · · · ,
ln
𝑚𝐿
𝐴0 = 1, ..., 𝑁.
(2.3.28)
Видно, что теперь натяжения 𝑁 𝑍𝑁 струн расщепляются.
2.4
Эффективная теория на мировой поверхности
У неабелевой струны имеются как трансляционные, так и ориентационный
нулевые моды. Если позволить соответствующим модам медленно меняться с
42
координатами на мировой поверхности 𝑧 = 𝑥3 и 𝑡, они превращаются в поля эффективной низкоэнергетической теории на мировой поверхности струны
[6, 7], см. также обзор [11]. А именно, мы будем иметь трансляционные модули
𝑥𝑖0 (𝑡, 𝑧) (положение струны в плоскости (𝑥1 , 𝑥2 ), 𝑖 = 1, 2), а также ориентационные модули 𝑛𝑙 (𝑡, 𝑧), 𝑙 = 1, ..., 𝑁 . Трансляционный сектор представляет собой
теорию свободных полей и отщепляется от остальной динамики, поэтому мы
сконцентрируемся на ориентационном секторе.
В данном Разделе будет выведена бозонная часть эффективной низкоэнергетической теории на струне.
CP(𝑁 − 1) модель на мировой поверхности струны
2.4.1
Во-первых, рассмотрим случай, когда массы кварков одинаковы (2.2.17). Тогда цвет-ароматная симметрия (2.2.21) не нарушена, и ориентационные модули
𝑛𝑙 описывают нулевые моды неабелевой струны. А именно, рассмотрим частное
𝑍𝑁 -решение (2.3.2) с 𝑛𝑙 = 𝛿 𝑙𝐴0 , 𝐴0 = 1, ..., 𝑁 . Оно нарушает группу SU(𝑁 )𝐶+𝐹
до SU(𝑁 − 1)×U(1). Поэтому SU(𝑁 )𝐶+𝐹 -вращение решения для струны 𝑍𝑁 даёт целое семейство решений (неабелевы струны), параметризуемых вектором 𝑛𝑙
из пространства модулей
SU(𝑁 )𝐶+𝐹
= CP(𝑁 − 1).
SU(𝑁 − 1) × 𝑈 (1)
(2.4.1)
Так как в случае одинаковых масс кварков группа SU(𝑁 )𝐶+𝐹 не нарушена,
на модули 𝑛𝑙 нет никакого потенциала на мировой поверхности. Для того, чтобы
получить кинетический член, мы последуем общей процедуре, разработанной в
[6, 7] (см. обзор [11]) для случая 𝒩 = 2 . Нужно подставить решение (2.3.2) в
четырёхмерное действие (2.2.8), предполагая 𝑛𝑙 медленно меняющейся функций
от координат 𝑡 и 𝑧.
Как только модули 𝑛𝑙 перестают быть постоянными, компоненты калиброSU(𝑁 )
вочного поля 𝐴0
SU(𝑁 )
и 𝐴3
также становятся ненулевыми. Мы используем
анзац [6, 7, 49]
SU(𝑁 )
𝐴𝑘
[︀
]︀
= −𝑖 𝜕𝑘 𝑛 · 𝑛
¯ − 𝑛 · 𝜕𝑘 𝑛
¯ − 2𝑛 · 𝑛
¯ (¯
𝑛 𝜕𝑘 𝑛) 𝜌(𝑟) ,
𝑘 = 0, 3 ,
(2.4.2)
для этих компонент, где предполагается, что цветные значки свёрнуты внутри
43
скобок в третьем слагаемом. Здесь также введена новая профильная функция
𝜌(𝑟), которая будет определена из процедура минимизации.
Подставляя (2.3.2) и (2.4.2) в (2.2.8) получим CP(𝑁 − 1) модель
∫︁
{︀
}︀
𝑆 (1+1) = 2𝛽
𝑑𝑡 𝑑𝑧 (𝜕𝑘 𝑛
¯ 𝜕𝑘 𝑛) + (¯
𝑛 𝜕𝑘 𝑛)2 ,
(2.4.3)
с константой связи 𝛽, даваемой выражением
𝛽=
2𝜋
𝐼,
𝑔22
(2.4.4)
где 𝐼 — нормировочный интеграл, определяемый профильными функциями
струны, проинтегрированными по плоскости (𝑥1 , 𝑥2 ),
{︃(︂
)︂2
∫︁ ∞
1 2
𝑑
𝜌(𝑟) + 2 𝑓𝑊
(1 − 𝜌)2
𝐼=
𝑟𝑑𝑟
𝑑𝑟
𝑟
0
(2.4.5)
+
𝑔22
[︂
)︀
𝜌2 (︀ 2
𝜑1 + 𝜑22 + (1 − 𝜌) (𝜑2 − 𝜑1 )2
2
]︂}︂
.
Этот функционал определяет уравнение движения для 𝜌,
)︀
1 𝑑
1 2
𝑔22 (︀ 2
𝑔22
𝑑2
2
𝜌 − 2 𝑓𝑊 (1 − 𝜌) +
𝜑1 + 𝜑2 𝜌 − (𝜑1 − 𝜑2 )2 = 0 , (2.4.6)
− 2𝜌−
𝑑𝑟
𝑟 𝑑𝑟
𝑟
2
2
а граничные условия для 𝜌 есть
𝜌(∞) = 0, 𝜌(0) = 1,
(2.4.7)
подробности см. в [11].
Приведённые формулы справедливы для неабелевой струны как в 𝒩 = 2
СКХД, так и в 𝜇-деформированной СКХД. В нашем пределе больших 𝜇 мы
используем профильные функции струны, найденные в Разделе 2.3.2. Чтобы
найти решение для 𝜌, заметим, что в центральной части струны 𝜌 ≈ 1. В промежуточной области (2.3.11) 𝑓𝑊 ≈ 0. Слагаемые в уравнении (2.4.6), содержащие производные от 𝜌, пренебрежимо малы по сравнению с другими (это будет
проверено ниже), и поэтому можно легко найти приближённое решение:
)︂2
(︂
1
ln 𝑟𝑚
(𝜑1 − 𝜑2 )2
𝜌 ≈
(𝜑21 + 𝜑22 )
𝐿
≈
ln 𝑅𝑔1𝑚
𝐿
ln 𝑟𝑚1
2 − 2 ln
𝐿
1
𝑅𝑔 𝑚𝐿
(︂
+
)︂2 ,
ln 𝑟𝑚1
𝐿
ln 𝑅𝑔1𝑚
𝐿
(2.4.8)
44
где в качестве кварковых профильных функций используются решения (2.3.16).
Легко проверить, что 𝜌′ ∼ 𝑚𝐿 𝜌 и 𝜌′′ ∼ 𝑚2𝐿 𝜌, так что вычёркивание производных в (2.4.6) действительно самосогласованно.
Следующий шаг — подстановка этого решения в (2.4.5) и вычисление 𝐼. Как
мы увидим, только область 𝑟 . 1/𝑚𝐿 вносит ощутимый вклад в этот интеграл.
Имеем:
𝐼 ≈ 𝑔22
(︃
∫︁
𝑟𝑑𝑟
4
2
2𝜑1 𝜑2 (𝜑1 − 𝜑2 )
1 (𝜑1 − 𝜑2 )
+
2 (𝜑21 + 𝜑22 )
(𝜑21 + 𝜑22 )
)︃
𝑔2
= 2
2
∫︁
)︀2
𝜑21 − 𝜑22
𝑟𝑑𝑟 2
(2.4.9)
(𝜑1 + 𝜑22 )
(︀
Вычисление даёт
𝑚2𝐺 1
𝐼 ≈ 𝑐 2
𝑚𝐿 ln2 𝑚2𝐺2
𝑚
𝐿
𝑔 2 |𝜇|
1
∼
,
|𝑚| ln2 𝑔2 |𝜇|
|𝑚|
(2.4.10)
где были использованы формулы (2.2.22) и (2.2.25), а константа 𝑐 происходит из
неопределённости в верхнем пределе (∼ 1/𝑚𝐿 ) этого интеграла. Что касается
области больших 𝑟, 𝑟 ≫ 1/𝑚𝐿 , функция 𝜌 спадает там экспоненциально, и
вклад от этой области, соответственно, пренебрежимо мал.
Подставляя (2.4.10) в (2.4.4), получим итоговый ответ для константы связи
𝛽 теории CP(𝑁 − 1) на мировой поверхности (2.4.3),
2𝜋 𝑚2𝐺 1
|𝜇|
1
𝛽 ≈ 𝑐 2 2 2 𝑚𝐺 ∼
.
𝑔2 𝑚𝐿 ln 𝑚
|𝑚| ln2 𝑔2 |𝜇|
𝐿
|𝑚|
(2.4.11)
Модель CP(𝑁 − 1) (2.4.3) — низкоэнергетическая эффективная теория на
мировой поверхности струны. Она описывает динамику безмассовых ориентационных модулей при энергиях, гораздо меньших обратной толщины струны,
пропорциональной 𝑚𝐿 . При более высоких энергиях необходимо учитывать поправки к (2.4.3) со старшими производными.
Соотношение (2.4.11) было выведено на классическом уровне. В квантовой
теории константа связи 𝛽 является бегущей. Соотношение (2.4.11) определяет константу связи CP(𝑁 − 1) модели на масштабе ультрафиолетового (УФ)
обрезания теории на мировой поверхности, равному 𝑚𝐺 . Модель CP(𝑁 − 1)
45
асимптотически свободна. Её константа связи на ультрафиолетовом масштабе
√
𝑚𝐺 ∼ 𝜉 в одной петле даётся формулой
√
√︀
𝜉
4𝜋𝛽( 𝜉) = 𝑁 ln
,
(2.4.12)
Λ𝐶𝑃
где Λ𝐶𝑃 — масштаб CP(𝑁 − 1) модели. Это даёт для масштаба Λ𝐶𝑃
}︃
{︃
√︀
1
|𝜇|
.
Λ𝐶𝑃 ≈ 𝜉 exp −const
|𝑚| ln2 𝑔2 |𝜇|
|𝑚|
(2.4.13)
Мы видим, что масштаб CP(𝑁 − 1) модели Λ𝐶𝑃 экспоненциально мал, так
что теория на мировой поверхности находится в слабой связи в широком интервале энергий ≫ Λ𝐶𝑃 . Это можно противопоставить неабелевой струне в 𝒩 = 2
СКХД, где масштаб теории на мировой поверхности Λ𝐶𝑃 равен масштабу Λ𝒩 =2
четырёхмерной СКХД [11].
2.4.2
Потенциал на мировой поверхности при больших 𝜇
В данном подразделе мы ослабим условие равных масс кварков (2.2.17)
и рассмотрим эффект, производимый разностями масс кварков в лидирующем порядке по Δ𝑚𝐴𝐵 , см. (2.3.18). Неравные массы кварков нарушают цветароматную симметрию (2.2.21) до U(1)𝑁 , так что, как уже было упомянуто
выше, ориентационные моды неабелевой струны более не являются нулевые модами. Они становятся квазинулевыми модами в приближении малых разностей
масс кварков (2.3.18). При этом всё ещё можно ввести ориентационные квазимодули 𝑛𝑙 , 𝑙 = 1, ..., 𝑁 и рассмотреть неглубокий потенциал в теории CP(𝑁 − 1)
(2.4.3), создаваемый разностями масс. Мы пренебрежём влиянием малых разностей масс на кинетическое слагаемое, предполагая, что оно всё ещё даётся
формулой (2.4.3).
Наш подход — взять струнное решение (2.3.2) с невозмущёнными профильными функциями, найденными в Разделе 2.3.2, и подставить его в потенциал
(2.2.12), учитывая явную зависимость этого потенциала от 𝑚𝐴 в главном порядке по Δ𝑚𝐴𝐵 . После трудоёмкого вычисления получается потенциал теории
на мировой поверхности,
𝛿𝑉1+1 = 𝜒
𝑁
∑︁
𝐴=1
]︁
¯^
^
Re (𝜉𝐴 − 𝜉)𝜉
[︁
^
|𝜉|
|𝑛𝐴 |2 ,
(2.4.14)
46
где 𝛿𝑉1+1 — искомый потенциал (с точностью до константы), 𝜉𝑃 всё ещё определяются формулой (2.2.14), а множитель 𝜒 определяется профильными функциями струны, проинтегрированными по плоскости (𝑥1 , 𝑥2 ),
𝜋
𝜒 =
|𝜇2 |2
∫︁∞
𝑟𝑑𝑟 (𝜑22
−
𝜑21 )
]︁
[︁
𝛼 2
2
2
𝜑1 − (𝜑1 − 𝜑2 ) .
𝑁
(2.4.15)
0
Теперь используем решения для 𝜑1 и 𝜑2 (см. Раздел 2.3.2) и проинтегрируем
< 1/𝑚𝐿 . Предположим также, что 𝜇1 и 𝜇2 масштабируются
здесь по области 𝑟 ∼
так, что параметр 𝛼 в (2.2.7) остаётся постоянным. Точнее, предположим, что
√︂
2
𝜇 ≡ 𝜇2 = const · 𝜇1
,
(2.4.16)
𝑁
Тогда, получим для 𝜒
𝜒 ≈ const ·
2𝜋
.
𝐺
ln 𝑚
𝑚𝐿
(2.4.17)
Более того, область интегрирования 𝑟 ≫ 1/𝑚𝐿 в (2.4.15) не вносит вклада в
главном порядке. Неизвестная постоянная выше возникает из-за неопределённости в верхнем пределе интегрирования по 𝑟, 𝑟 ∼ 1/𝑚𝐿 .
Подставляя это в (2.4.14), получим
𝛿𝑉1+1 ≈ const · 2𝜋
𝑁
∑︁
𝐴=1
]︁
¯^
^
Re (𝜉𝐴 − 𝜉)𝜉
[︁
^ ln
|𝜉|
𝑚𝐺
𝑚𝐿
|𝑛𝐴 |2 .
(2.4.18)
Теперь, определим неизвестную постоянную в формуле выше, сравнив её в
выражением (2.3.28) для натяжения 𝑍𝑁 струн. 𝑍𝑁 струны являются экстремумами потенциала на мировой поверхности 𝑉1+1 , так что значение потенциала
𝑉1+1 в точке экстремума 𝑛𝑙 = 𝛿 𝑙𝐴0 , соответствующей 𝐴0 -ой 𝑍𝑁 струне, должно быть равно натяжению (2.3.28). Отсюда получается const = 1 в (2.4.18),
и окончательная формула для потенциала в теории на мировой поверхности
CP(𝑁 − 1) получается следующей:5
⃒√︂
(︃ 𝑁
)︃⃒
⃒
⃒
∑︁
4𝜋 ⃒ 2
⃒
𝐴 2
𝑉1+1 ≈
𝜇1 𝑚
^ + 𝜇2
𝑚𝐴 |𝑛 | − 𝑚
^ ⃒.
𝑚𝐺 ⃒
⃒
ln 𝑚𝐿 ⃒ 𝑁
(2.4.19)
𝐴=1
5
Хотя формула (2.4.19) кажется логичной, она не может быть правильной при произвольных Δ𝑚𝐴𝐵 . Это
можно увидеть уже из рассмотрения U(𝑁 = 2) модели с массами 𝑚1 = −𝑚2 . Разрешение этой проблемы до
сих пор неизвестно, но стоит отметить, что при больших Δ𝑚𝐴𝐵 введение модулей 𝑛𝐴 менее мотивировано.
47
Этот потенциал, проинтегрированный по координатам на мировой поверхности
𝑡 и 𝑧, должен быть добавлен к кинетическому члену в (2.4.3). Заметим, что этот
потенциал — обобщение нашего результата (2.4.18), так как он включает все
порядки разложения по степеням (𝑚𝐴 −𝑚)/
^ 𝑚.
^ Для односледовой 𝜇-деформации
(2.2.3) потенциал на мировой поверхности принимает особенно простой вид
⃒
⃒ 𝑁
⃒
⃒
∑︁
4𝜋
⃒
𝐴 2⃒
(2.4.20)
𝑚𝐴 |𝑛 | ⃒ .
|𝜇2 | ⃒
𝑉1+1 ≈
𝐺
⃒
⃒
ln 𝑚
𝑚𝐿
𝐴=1
У потенциала (2.4.19) есть только один минимум и один максимум (в случае
общего положения по Δ𝑚𝐴𝐵 ). Другие (𝑁 − 2) точки экстремумов являются
седловыми точками. Все эти точки экстремумов расположены в
𝑛𝐴 = 𝛿 𝐴𝐴0 ,
𝐴0 = 1, ..., 𝑁,
(2.4.21)
и соответствуют 𝑍𝑁 струнам. Значение потенциала в конкретной точке экстремума совпадает с натяжением 𝐴0 -ой 𝑍𝑁 струны,
𝑉1+1 (𝑛𝐴 = 𝛿 𝐴𝐴0 ) = 𝑇𝐴0 ,
𝐴0 = 1, ..., 𝑁.
(2.4.22)
Абсолютный минимум (единственный вакуум) потенциала (2.4.19) соответствует 𝑍𝑁 струне, связанной в намоткой скварка наименьшей массы.
Заметим, что наш вывод формулы (2.4.18) воспроизвёл логарифмическое
подавление, типичное для струн в предельных сверхпроводниках первого рода
(с маленькой массой частицы Хиггса 𝑚𝐿 ), см. (2.3.28) и [47].
Потенциал (2.4.19) похож на потенциал в теории на мировой поверхности
неабелевой струны, выведенный в [50] в случае 𝜇-деформированной 𝒩 = 2
СКХД в пределе малых 𝜇. В этом случае теория на мировой поверхности является гетеротической CP(𝑁 − 1) моделью с 𝒩 = (0, 2) суперсимметрией. При
малых 𝜇 потенциал на мировой поверхности, полученный в [50], может быть
написан в виде
𝜇→0
𝑉1+1
⃒√︂
)︃⃒
(︃ 𝑁
⃒ 2
⃒
∑︁
⃒
⃒
𝐴 2
= 4𝜋 ⃒
𝜇1 𝑚
^ + 𝜇2
𝑚𝐴 |𝑛 | − 𝑚
^ ⃒.
⃒
⃒ 𝑁
(2.4.23)
𝐴=1
Он отличается от (2.4.19) отсутствием логарифмического подавления. У этого обстоятельства есть естественное объяснение. При малых 𝜇, так же как и
48
в нашем случае, седловые точки потенциала на мировой поверхности соответствуют 𝑍𝑁 струнам, и соотношение (2.4.22) остаётся справедливым. С другой
стороны, в пределе малых 𝜇 𝑍𝑁 струны BPS насыщены, и их натяжения есть
𝑇𝐴𝜇→0
= 2𝜋|𝜉𝐴0 |, см. [50]. Это объясняет отсутствие логарифмического подавле0
ния в потенциале (2.4.23).
2.4.3
Массовый спектр на струне
Предположим, что 𝑚1 — наименьшая из масс кварков. Тогда вакуум потенциала на мировой поверхности (2.4.19) располагается в
𝑛𝐴 = 𝛿 𝐴1
(2.4.24)
min
= 𝑇𝐴=1 . Вычислим спектр масс
и минимальное значение потенциала есть 𝑉1+1
пертурбативных состояний теории на мировой поверхности в этом вакууме. Раскладывая
1 2
|𝑛 |
= 1 −
∑︁
|𝑛𝐴 |2
(2.4.25)
𝐴̸=1
и извлекая квадратичные по флуктуациям 𝑛𝐴 слагаемые из потенциала (2.4.19),
получим массы возбуждений на мировой поверхности 𝑛𝐴 , 𝐴 ̸= 1
[︀
]︀
¯
Re
(𝜉
−
𝜉
)
𝜉
𝜋
𝐴
1 1
𝑚2𝐴̸=1 =
.
𝑚𝐺
𝛽 ln 𝑚𝐿
|𝜉1 |
(2.4.26)
Отметим множитель 1/(2𝛽), который появляется из-за кинетического слагаемого в (2.4.3). Подставляя константу связи 𝛽 и (2.4.11), мы видим, что массы
пертурбативных состояний ведут себя как
𝑚2𝐴̸=1 ∼ 𝑚(𝑚𝐴 − 𝑚1 ) ln
𝑚𝐺
.
𝑚𝐿
(2.4.27)
Константа связи CP(𝑁 − 1) модели растёт при низких энергиях и «замораживается» на масштабе масс, вычисленных выше. Если эти массы гораздо
больше чем Λ𝐶𝑃 (2.4.13), то теория на мировой поверхности находится в режиме слабой связи. Так как масштаб Λ𝐶𝑃 экспоненциально мал, мы видим, что
теория на мировой поверхности находится в слабой связи даже при весьма маленьких разностях масс Δ𝑚𝐴𝐵 . Однако, в пределе равных масс (2.2.17), когда
Δ𝑚𝐴𝐵 = 0, теория на мировой поверхности CP(𝑁 − 1) оказывается в режиме
сильной связи.
49
Наш результат (2.4.19) для потенциала на мировой поверхности неабелевой
струны в 𝜇-деформированной теории можно сравнить с потенциалом на мировой поверхности неабелевой струны в 𝒩 = 2 СКХД с ФИ 𝐷-членом, вызванным
разностями масс кварков, см. обзор [11]. В случае 𝒩 = 2 все 𝑍𝑁 струны вырождены, с натяжениями, определяемыми параметром ФИ. У потенциала на мировой поверхности в этом случае есть 𝑁 минимумов, расположенных в (2.4.21),
разделённых невысокими барьерами, квадратичными по Δ𝑚𝐴𝐵 . Теория на мировой поверхности 𝒩 = (2, 2) суперсимметрична, и наличие 𝑁 вакуумов обеспечено индексом Виттена для суперсимметричной CP(𝑁 − 1) модели. Там есть
кинки, интерполирующие между этими вакуумами, которые интерпретируются
как невылетающие монополи четырёхмерной СКХД [7, 8], см. также Раздел 2.6
и обзор [11].
В пределе больших 𝜇 потенциал (2.4.19) доминирует над квадратичным по
Δ𝑚𝐴𝐵 потенциалом, и последним можно пренебречь. Мы видим, что большинство вакуумов, имевшихся в 𝒩 = 2 случае, поднимаются, и при ненулевых
Δ𝑚𝐴𝐵 в теории на мировой поверхности есть только один вакуум. Кроме того,
поднявшиеся вакуумы становятся седловыми точками, а не локальными минимумами, и поэтому классически они нестабильны. Это означает, что в теории
на мировой поверхности нет кинков.
Таким образом, мы приходим к выводу, что невылетающие монополи, имевшиеся в 𝒩 = 2 СКХД с ФИ-членом, не выживают предел больших 𝜇, когда 𝜇деформированная теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД, при условии что разности
масс Δ𝑚𝐴𝐵 не равны нулю. Только когда Δ𝑚𝐴𝐵 = 0, потенциал (2.4.19) зануляется (и теория на мировой поверхности переходит в режим сильной связи), и
можно рассматривать кинки/невылетающие монополи. Это будет обсуждаться
ниже в Разделе 2.6.
2.5
Фермионные нулевые моды
В данном Разделе будут рассмотрены фермионные нулевые моды неабелевой
струны. Во-первых, мы кратко опишем предел малых 𝜇, см. более подробный
обзор в [11]. В этом пределе деформационный суперпотенциал (2.2.2) сводится
к ФИ 𝐹 -члену и не нарушает 𝒩 = 2 суперсимметрию [51, 52]. В пределе 𝒩 = 2
50
как суперориентационные, так и супертрансляционные фермионные нулевые
моды неабелевой струны могут быть получены при помощи преобразований
суперсимметрии из решения для бозонной струны [7, 18, 25]. После этого, мы
плавно будем увеличивать 𝜇 и изучать возмущения суперориентационных нулевых мод при малых 𝜇. Мы покажем, что все суперориентационные фермионные
нулевые моды становятся массивными из-за 𝜇-деформации. В результате фермионные модули, которые становятся фермионными полями в двумерной низкоэнергетической CP(𝑁 − 1) модели на струне, приобретают массы. В конечном
счёте они исчезают из теории на мировой поверхности в пределе больших 𝜇.
В конце мы упомянем про супертрансляционные фермионные нулевые моды,
которые, так же как и в 𝒩 = 2 теории, могут быть получены при помощи
преобразований суперсимметрии из решения для бозонной струны.
Суперориентационные моды в 𝒩 = 2 пределе
2.5.1
Фермионная часть 𝒩 = 2 СКХД, определяемая суперпотенциалами (2.2.1)
и (2.2.2) (до исключения присоединённых полей) может быть записана следующим образом:
ℒ4d =
𝑖 U(1) 𝑓 U(1)
2𝑖
SU(𝑁 )
𝑓 SU(𝑁 )
Tr
+ Tr 𝑖 𝜓 ∇𝜓
𝜆
𝒟𝜆
/
+
𝜆 𝜕/ 𝜆
/ + Tr 𝑖 𝜓̃︀∇
/ 𝜓̃︀
𝑓
𝑔22
𝑔12 𝑓
⎧
⎫
√
U(1) 𝑓
U(1) ̃︀⎭
U(1) 𝑓
𝑓 U(1)
𝑓
̃︀
⎩
+ 𝑖 2 Tr 𝑞 𝑓 𝜆
𝜓 + 𝜓𝜆𝑓 𝑞 + 𝜓𝜆𝑓 𝑞 + 𝑞 𝜆𝑓 𝜓
√
⎧
⎫
SU(𝑁 ) 𝑓
SU(𝑁 ) 𝑓
SU(𝑁 ) ̃︀⎭
𝑓 SU(𝑁 )
𝑓
̃︀
⎩
+ 𝑖 2 Tr 𝑞 𝑓 𝜆
𝜓 + 𝜓𝜆𝑓
𝑞 + 𝜓𝜆𝑓
𝑞 + 𝑞 𝜆𝑓
𝜓
√
(︂
1 U(1)
+ 𝑖 2 Tr 𝜓̃︀
𝑎
+
2
(︂
√
1 U(1)
+ 𝑖 2 Tr 𝜓
𝑎
+
2
√︂
⎧
𝑁 ⎪(︁ 2 U(1) )︁2
− 2
𝜇1 ⎩ 𝜆
2
(2.5.1)
)︂
𝑚𝐴
√ + 𝑎SU(𝑁 ) 𝜓
2
)︂
𝑚𝐴
√ + 𝑎SU(𝑁 ) 𝜓̃︀
2
⎧(︁
)︁2 ⎫
)︁2 ⎫
)︁2
(︁
(︁
U(1) ⎪
SU(𝑁 ) ⎪
2
SU(𝑁
)
⎪
⎭ − 𝜇2 Tr ⎩ 𝜆
⎭,
+ 𝜆2
+ 𝜆2
где производные, действующие на фермионные поля, определяются через 𝜎матрицы, например ∇
/̄ = ∇𝜇 𝜎 𝜇 . Фермионные кварки 𝜓 𝑘𝐴 , 𝜓˜𝛼 записаны в ви𝛼𝛼
˙
𝛼
𝐴𝑘
51
де матриц по цветным и флейворным значкам. Индекс 𝑓 относится к группе
SU(2)𝑅 𝒩 = 2 теории, 𝑞 𝑓 = (𝑞, 𝑞),
̃︀ 𝜆𝑓𝛼 = (𝜆1𝛼 , 𝜆2𝛼 ). Стоит обратить внимание на
массовые слагаемые от 𝜇-деформации для 𝑓 = 2 фермионных суперпартнёров
к калибровочным бозонам в (2.5.1). В 𝒩 = 2 пределе эти слагаемые исчезают.
Решение для струны в 𝒩 = 2 пределе при малых 𝜇 характеризуется как 1/2
BPS; это означает, что половина суперзарядов 𝒩 = 2 теории действуют на решение (2.3.2) тривиальным образом, если ориентационный вектор 𝑛𝑙 постоянен.
А именно, четыре суперзаряда (из восьми суперзарядов 𝑄𝛼𝑓 ), удовлетворяющие
условиям
𝑄21 = 𝑄22 ,
𝑄11 = −𝑄12 .
(2.5.2)
действуют тривиально на BPS струну в 𝒩 = 2 теории с ФИ 𝐹 -членом [7, 11, 52].
Другие четыре суперзаряда дают четыре супертрансляционные моды, являющиеся суперпартнёрами к двум трансляционным модам.
Однако, как только ориентационный вектор 𝑛𝑙 становится медленно меняющейся функцией 𝑡 и 𝑧, суперзаряды, отобранные условием (2.5.2), становятся
генераторами суперсимметрии, действующими в 𝒩 = (2, 2) суперсимметричной
CP(𝑁 − 1) модели на мировой поверхности струны [7]. Это позволяет получить
ориентационные фермионные нулевые моды из бозонного решения при помощи преобразований суперсимметрии, подчиняющихся условию (2.5.2) [7, 11]. В
результате получается
𝜓 2̇ =
𝜑21 − 𝜑22
· 𝑛𝜉¯𝐿 ,
𝜑2
𝜑21 − 𝜑22
̃︀
𝜓 1̇ = −
· 𝜉𝑅 𝑛
¯,
𝜑2
𝜑1
𝑥1 − 𝑖 𝑥2
𝑖 𝑓𝑊
· 𝑛𝜉¯𝐿
2
𝜑2
𝑟
11 SU(𝑁 )
=
22 SU(𝑁 )
𝜑1
𝑥1 + 𝑖 𝑥2
· 𝜉𝑅 𝑛
¯
= − 𝑖 𝑓𝑊
𝜑2
𝑟2
𝜆
𝜆
𝜆12
SU(𝑁 )
= 𝜆11
SU(𝑁 )
,
𝜆21
SU(𝑁 )
(2.5.3)
= − 𝜆22
SU(𝑁 )
,
где цветные и флейворные значки не выписаны явно, а верхние индексы присоединённых фермионов означают 𝜆𝛼𝑓 .
Отметим, что бозонные профильные функции струны 𝜑1,2 (𝑟), 𝑓 (𝑟) и 𝑓𝑊 в
52
данном Разделе — профильные функции BPS струны в 𝒩 = 2 пределе малых
𝜇, а не струнные профильные функции Раздела 2.3.2, которые соответствовали
пределу больших 𝜇. Первые являются решениями уравнений первого, а не второго порядка (2.3.7). Они удовлетворяют граничным условиям (2.3.4), и были
найдены численно в [6], см. также обзор [11].
𝑙
, 𝑙 = 1, ..., 𝑁 в (2.5.3) пропорциональны параГрассмановы переменные 𝜉𝑅,𝐿
метрам преобразований суперсимметрии 𝜖𝛼𝑓 , подчиняющимся условию (2.5.2):
𝜉𝐿𝑙 ∼ 𝜖21 + 𝜖22 ,
𝜉𝑅𝑙 ∼ 𝜖12 − 𝜖11 .
(2.5.4)
Эти параметры становятся фермионными полями (суперпартнёрами к 𝑛𝑙 ) в эффективной теории на мировой поверхности CP(𝑁 −1), как только мы допускаем
их слабую зависимость от координат на мировой поверхности 𝑡 и 𝑧 [7, 11]. Они
подчиняются условиям
𝑙
𝑛𝑙 𝜉𝐿,𝑅
= 0,
(2.5.5)
которые есть не что иное как суперсимметричное обобщение CP(𝑁 − 1)условия
|𝑛|2 = 1.
2.5.2
Разложение фермионных ориентационных нулевых мод при
малых 𝜇
При включении массовых членов для 𝑓 = 2 калибровочных фермионов (см.
последнюю строчку в (2.5.1)), теория становится 𝒩 = 1 суперсимметричной, и
половина суперзарядов 𝑄𝛼𝑓 =2 теряется. Больше нет преобразований суперсимметрии, которые бы действовали тривиально на струну с постоянным 𝑛𝑙 (они
использовались ранее для нахождения суперориентационных мод в 𝒩 = 2 пределе), и струна перестаёт быть BPS. Поэтому, чтобы вычислить нулевые моды,
приходится решать уравнения Дирака.
Отметим, что в случае безмассовой 𝜇-деформированной теории с ФИ 𝐷членом, рассмотренной в [25], суперзарядами, действующими тривиально на
струнное решение с постоянным 𝑛𝑙 в 𝒩 = 2 пределе, были 𝑄12 и 𝑄21 , вместо
линейных комбинаций, подчиняющихся условию (2.5.2). Поэтому при включении 𝜇-деформации теряется только один (или два вещественных) из этих суперзарядов, а именно 𝑄12 . Другой (два вещественных), 𝑄21 , всё ещё действует
53
тривиально и обеспечивает BPS-насыщенность струны. В нашем случае, все четыре суперзаряда 𝒩 = 1 теории 𝑄𝛼1 действуют нетривиально на струну. Это
является причиной того, почему струна перестаёт быть BPS при включении 𝜇.
Уравнения Дирака, следующие из действия (2.5.1), следующие:
√︂
⎫
⎧
√
𝑖 (︁ 𝑓 U(1) )︁
⎩𝜓𝑞 𝑓 + 𝑞 𝑓 𝜓̃︀⎭ − 4 𝛿 𝑓 𝑁 𝜇1 𝜆𝑈2 (1) = 0 ,
𝜕
/
𝜆
+
𝑖
2
Tr
2
𝑔12
2
⎫
⎧
√
𝑖 (︁ 𝑓 SU(𝑁 ) )︁𝑎
𝑎SU(𝑁 )
𝑎 𝑓
𝑓 𝑎 ̃︀⎭
⎩
𝒟𝜆
/
= 0,
+ 𝑖 2 Tr 𝜓𝑇 𝑞 + 𝑞 𝑇 𝜓 − 𝛿2𝑓 𝜇2 𝜆2
2
𝑔2
⎧
{︂
}︂⎫
}︁
←
−
√ ⎪ {︁ 𝑓 U(1)
𝑚
1
⎪
𝐴
𝑓
SU(𝑁
)
U(1)
SU(𝑁
)
⎪
/ + 𝑖 2⎪
+𝜆
+ 𝜓̃︀
𝑎
+ √ +𝑎
− 𝑖 𝜓∇
⎩𝑞 𝑓 𝜆
⎭ = 0,
2
2
⎧
{︂
}︂ ⎫
}︁
√ ⎪{︁ U(1)
1
𝑚
⎪
𝐴
SU(𝑁
)
𝑓
U(1)
SU(𝑁
)
𝑞 +
𝑎
+ √ +𝑎
𝜓⎪
𝑖∇
/ 𝜓̃︀ + 𝑖 2 ⎪
⎩ 𝜆𝑓 + 𝜆𝑓
⎭ = 0,
2
2
(2.5.6)
⎧
{︂
}︂ ⎫
}︁
√ ⎪{︁ U(1)
1
𝑚
⎪
𝐴
SU(𝑁
)
𝑓
SU(𝑁
)
U(1)
𝑖∇𝜓
𝑞 +
𝜓̃︀⎪
/ + 𝑖 2⎪
𝑎
+ √ +𝑎
⎭ = 0,
⎩ 𝜆𝑓 + 𝜆𝑓
2
2
⎧
}︂⎫
{︂
}︁
√ ⎪ 𝑓 {︁ U(1)
←
−
𝑚
1
⎪
𝐴
SU(𝑁
)
U(1)
SU(𝑁
)
⎪
− 𝑖 𝜓̃︀ ∇
/ + 𝑖 2⎪
𝑎
+ √ +𝑎
+𝜓
⎭ = 0.
⎩𝑞 𝜆𝑓 + 𝜆𝑓
2
2
Для того чтобы упростить задачу, ниже мы будем придерживаться следующей стратегии. Мы рассмотрим область малых 𝜇 и будем искать решения этих
уравнений Дирака по теории возмущений по 𝜇. Конечно, нулевые моды (2.5.3)
удовлетворяют уравнениям Дирака (2.5.6) [18, 25] при 𝜇 = 0. Мы возьмём эти
моды в качестве нулевого приближения и найдём поправки, пропорциональные
𝜇.
Похожий метод был использован в работах [18, 25] для безмассовой 𝜇-деформированной теории с ФИ 𝐷-членом. В этом случае было показано, что ориентационные фермионные нулевые моды выживают при 𝜇-деформации, но их
профильные функции при этом меняются. Ниже мы покажем, что в случае
нашей 𝜇-деформированной теории с массивными кварками без ФИ 𝐷-члена ответ другой: ориентационные фермионные нулевые моды не выживают после
𝜇-деформации.
По аналогии с методом, использованным в работе [25], используем следую-
54
щий анзац для суперориентационных мод:
𝑥1 − 𝑖𝑥2 1𝑓
𝜆+ (𝑟) 𝑛𝜉 𝐿 + 2 𝜆1𝑓
− (𝑟) 𝜉𝐿 𝑛 ,
𝑟
(2.5.7)
1
2
𝑥
+
𝑖𝑥
2𝑓
𝜆2𝑓 SU(𝑁 ) = 2
𝜆2𝑓
+ (𝑟) 𝜉𝑅 𝑛 + 2 𝜆− (𝑟) 𝑛𝜉 𝑅 ,
𝑟
𝑥1 − 𝑖𝑥2 ̃︀
̃︀
̃︀
𝜓 1̇ = 2 𝜓 1̇+ (𝑟) 𝜉𝑅 𝑛 + 2
𝜓 1̇− (𝑟) 𝑛𝜉 𝑅 .
𝑟
𝑥1 + 𝑖𝑥2 ̃︀
̃︀
̃︀
𝜓 2̇ = 2 𝜓 2̇+ (𝑟) 𝑛𝜉 𝐿 + 2
𝜓 2̇− (𝑟) 𝜉𝐿 𝑛 .
𝑟
(2.5.8)
1
2
𝑥 − 𝑖𝑥
𝜓 1̇ = 2 𝜓 1̇+ (𝑟) 𝜉𝑅 𝑛 + 2
𝜓 1̇− (𝑟) 𝑛𝜉 𝑅 .
𝑟
𝑥1 + 𝑖𝑥2
𝜓 2̇ = 2 𝜓 2̇+ (𝑟) 𝑛𝜉 𝐿 + 2
𝜓 2̇− (𝑟) 𝜉𝐿 𝑛 .
𝑟
Здесь 𝜆+ (𝑟) и 𝜓+ (𝑟) представляют «недеформированные» профильные функ𝜆1𝑓
SU(𝑁 )
= 2
ции, имевшиеся в 𝒩 = 2 случае, тогда как 𝜆− (𝑟) и 𝜓− (𝑟) являются поправками по 𝜇. Конечно, такая терминология имеет смысл только в пределе малых 𝜇, когда «-»-компоненты имеют порядок малости 𝜇. Вообще говоря, «+»компоненты профильных функций раскладываются по чётным степеням параметра 𝜇, а «-»-компоненты — по нечётным.
Рассмотрим уравнения для поправочных «-»-компонент (решения для «+»компонент написаны в формуле (2.5.3) с точностью до членов порядка 𝑂(𝜇2 )).
Половина из них весьма похожи на уравнения, которые были решены в [25].
Обозначим
21
𝜆22
− − 𝜆− ≡ 𝜆− ,
тогда два из этих уравнений для 𝜆− и 𝜓̃︀1̇− принимают вид
1
1
𝜕𝑟 𝜓̃︀1̇− (𝑟) + 𝜓̃︀1̇− (𝑟) −
(𝑓 + 𝑓𝑊 (𝑁 − 1)) 𝜓̃︀1̇− (𝑟) + 𝑖𝜑2 𝜆− = 0
𝑟
𝑁𝑟
𝑓𝑊
𝑖 𝑓 𝑊 𝜑1
− 𝜕𝑟 𝜆− −
𝜆− + 𝑖 𝑔22 𝜑2 𝜓̃︀1̇− (𝑟) − 𝜇2 𝑔22
= 0
(2.5.9)
𝑟
2 𝑟 𝜑2
Эти уравнения могут быть решены так же, как и в [25]. Их решения даются
формулами
)︀
𝑟 (︀ 2
𝜓̃︀1̇− = − 𝜇2 𝑔22
𝜑1 − 𝜑22 + 𝑂(𝜇3 ) ,
8𝜑1
⎧
⎫
𝜑1 ⎪
𝜑2
22
21
2 𝑖 ⎪
⎭ + 𝑂(𝜇3 ) .
𝜆− = 𝜆− − 𝜆− = − 𝜇2 𝑔2 ⎩(𝑓𝑊 − 1)
+
4
𝜑1
𝜑2
(2.5.10)
55
11
Ещё одна часть профильных функций, 𝜓 2̇− и (𝜆12
− + 𝜆− ), удовлетворяют таким
же уравнениям (2.5.9). Их решение также есть
𝜓 2̇− = 𝜓̃︀1̇− ,
11
𝜆12
= 𝜆− .
− + 𝜆−
(2.5.11)
Рассмотрим поведение этих решений при 𝑟 → ∞ и 𝑟 → 0. Бозонные профильные функции экспоненциально спадают на бесконечности
√︀
𝜑1,2 − 𝜉 ∼ exp{−𝑚𝐺 𝑟},
𝑓𝑊 (𝑟) ∼ exp{−𝑚𝐺 𝑟},
(2.5.12)
а их поведение при 𝑟 → 0 такое:
𝑓𝑊 (𝑟) − 1 ∼ 𝑟2 ,
𝜑1 ∼ 𝑟,
𝜑2 ∼ const,
(2.5.13)
see (2.3.4).
Отсюда видно, что фермионные нулевые моды (2.5.10), (2.5.11) нормируемы.
Они экспоненциально спадают при 𝑟 → ∞ и регулярны в 𝑟 → 0.
Теперь рассмотрим решения для остальных компонент. Они оказываются
несколько более сложными. Обозначая
21
𝜆22
− + 𝜆− ≡ 𝜆(1) ,
получим:
𝜕𝑟 𝜓 1̇− (𝑟) +
− 𝜕𝑟 𝜆(1)
1
1
𝜓 1̇− (𝑟) +
(𝑓 − 𝑓𝑊 ) 𝜓 1̇− (𝑟) + 𝑖𝜑1 𝜆(1) = 0 ,
𝑟
𝑁𝑟
𝑓𝑊
𝑖 𝑓 𝑊 𝜑1
−
𝜆(1) + 𝑖 𝑔22 𝜑1 𝜓 1̇− (𝑟) − 𝜇2 𝑔22
= 0.
𝑟
2 𝑟 𝜑2
(2.5.14)
До сих пор решения наших уравнений были некоторыми алгебраическими комбинациями бозонных профильных функций. Однако, в случае 𝜓 1̇− и 𝜆(1) это уже
не так. Соответствующие уравнения решены в Приложении Б. Сами решения
написаны в формулах (Б.1.6) и (Б.1.7).
Две оставшиеся моды 𝜓̃︀ и (𝜆12 − 𝜆11 ) удовлетворяют тем же уравнениям
2̇−
−
−
(2.5.14). Поэтому и выражения для этих мод те же,
𝜓̃︀2̇− (𝑟) = 𝜓 1̇− (𝑟),
11
𝜆12
− − 𝜆− = 𝜆(1) (𝑟).
(2.5.15)
56
Решения (Б.1.6) и (Б.1.7) спадают экспоненциально на бесконечности, но поведение поля 𝜆 в (Б.1.7) сингулярно при 𝑟 → 0: оно пропорционально 1/𝑟. Это
означает, что эти моды ненормируемы. Наш теоретико-возмущенческий подход
не работает: поправки к (2.5.3), пропорциональные 𝜇, оказываются ненормируемыми. В следующем подразделе будет показано, что разрешение этой проблемы
лежит в том, что фермионные ориентационные моды становятся массивными
вследствие 𝜇-деформации.
2.5.3
Поднятие фермионных ориентационных мод
Рассмотрим вместо уравнений Дирака (2.5.6) уравнения с ненулевым собственным значением для фермионных кварков,
(︃
{︁
}︁
←
−
√
/ + 𝑖 2 𝑞 𝑓 𝜆𝑓 U(1) + 𝜆𝑓 SU(𝑁 )
− 𝑖 𝜓∇
{︂
1 U(1)
𝑚𝐴
+ 𝜓̃︀
𝑎
+ √ + 𝑎SU(𝑁 )
2
2
√
𝑖∇
/ 𝜓̃︀ + 𝑖 2
(︃
}︂ )︃
= −𝑚𝑜𝑟 𝜓̃︀ , (2.5.16)
}︁
{︁
U(1)
SU(𝑁 )
+ 𝜆𝑓
𝑞𝑓
𝜆𝑓
{︂
+
}︂ )︃
1 U(1)
𝑚𝐴
𝑎
+ √ + 𝑎SU(𝑁 ) 𝜓
= −𝑚𝑜𝑟 𝜓 . (2.5.17)
2
2
с массой 𝑚𝑜𝑟 , которая будет определена из условия нормируемости суперориентационных мод.
Поступая так же как в предыдущем подразделе, вместо (2.5.14) придём к
𝜕𝑟 𝜓 1̇− (𝑟) +
1
1
𝜑2 − 𝜑22
(𝑓 − 𝑓𝑁 ) 𝜓 1̇− (𝑟) + 𝑖𝜑1 𝜆(1) = 𝑚𝑜𝑟 1
,
𝜓 1̇− (𝑟) +
𝑟
𝑁𝑟
2𝜑2
− 𝜕𝑟 𝜆(1) −
𝑓𝑁
𝑖 𝑓𝑁 𝜑1
𝜆(1) + 𝑖 𝑔22 𝜑1 𝜓 1̇− (𝑟) − 𝜇2 𝑔22
𝑟
2 𝑟 𝜑2
= 0.
(2.5.18)
Эти уравнения рассматриваются в Приложении Б. Решения этих уравнений
написаны в формулах (Б.1.8) и (Б.1.9). Условие регулярности этих решений
57
при 𝑟 → 0 даёт для собственного значения
𝜇2 𝑔22
∫︁∞
0
𝑚𝑜𝑟 = −
𝑓𝑁2 (𝑦)𝜑21 (𝑦)
d𝑦
𝑦𝜑22 (𝑦)
∫︁∞
1 − 2
0
.
(2.5.19)
𝑓 2 (𝑦)𝜑2 (𝑦)
d𝑦 𝑁 2 1
𝑦𝜑2 (𝑦)
11
Решения для 𝜓̃︀2̇− и комбинации (𝜆12
− − 𝜆− ) удовлетворяют такому же уравне-
нию (2.5.18) и связаны с решениями (Б.1.8) и (Б.1.9) при помощи (2.5.15).
2.5.4
Эффективное действие в ориентационном секторе
Теперь, чтобы увидеть эффект от поднятия ориентационных фермионных
нулевых мод, выведем фермионную часть двумерного эффективного действия
на мировой поверхности струны с точностью до 𝑂(𝜇). Для этого предположим
𝑙
что фермионные модули 𝜉𝐿,𝑅
являются медленно меняющимися функциями от 𝑡
и 𝑧, подставим наш анзац (2.5.7), (2.5.8) в четырёхмерное фермионное действие
(2.5.1) и проинтегрируем по 𝑥1 , 𝑥2 . Из кинетических членов четырёхмерных
фермионов (содержащие производные 𝜕0 и 𝜕3 ) получаются соответствующие
кинетические слагаемые для двумерных фермионов, а массовые члены получаются из-за того, что теперь фермионные моды поднимаются. В результате,
квадратичная часть двумерного фермионного действия есть
{︂
}︂
∫︁
4𝜋 ¯
𝒮2d =
𝑑𝑡𝑑𝑧
(𝜉𝐿 𝑖𝜕𝑅 𝜉𝐿 + 𝜉¯𝑅 𝑖𝜕𝐿 𝜉𝑅 ) + 𝑚𝑜𝑟 𝛾 (𝜉¯𝑅 𝜉𝐿 + 𝜉¯𝐿 𝜉𝑅 ) + · · · ,
𝑔22
(2.5.20)
где многоточие обозначает слагаемые более высоких порядков по полям, и
∫︁
∫︁
𝑑𝑥1 𝑑𝑥2 |𝜓 2̇+ |2 ,
(2.5.21)
𝛾 = −4 𝑑𝑥1 𝑑𝑥2 𝜓̃︀1̇+ 𝜓 2̇+ = 4
тогда как
𝜕𝑅 = 𝜕0 + 𝑖 𝜕3 ,
𝜕𝐿 = 𝜕0 − 𝑖 𝜕3 .
𝑙
Мы видим, что все двумерные фермионные поля 𝜉𝐿,𝑅
становятся массивными
с массой 𝑚𝑜𝑟 , пропорциональной 𝜇. Можно ожидать, что в пределе больших 𝜇
эти фермионы отщепляются от бозонной CP(𝑁 − 1) модели (2.4.3).
58
2.5.5
Супертрансляционные нулевые моды
Как уже было упомянуто выше, супертрансляционные моды могут быть
получены из решения для бозонной струны при помощи преобразований суперсимметрии даже в 𝜇-деформированной теории. Решение для струны перестаёт
быть BPS, и все четыре оставшихся суперзаряда 𝑄𝛼1 в 𝒩 = 1 теории действуют
нетривиально на решение для струны. Так же как и бозонные трансляционные
моды, супертрансляционные моды отщепляются от ориентационной CP(𝑁 − 1)
модели и описываются свободными фермионами на мировой поверхности струны. Этого можно было ожидать из общих соображений. Для этого заметим, что
𝑙
становятся тяжёлыми в пределе больших
ориентационные поля фермионов 𝜉𝐿,𝑅
𝜇, а без них нельзя построить взаимодействие полей 𝑛𝑙 и супертрансляционных
модулей 𝜁𝐿,𝑅 , совместимое с симметриями теории (если не рассматривать поправки со старшими производными).
Для полноты мы явно построим супертрансляционные нулевые моды в пределе больших 𝜇, действуя преобразованиями 𝒩 = 1 суперсимметрии на струнное решение Раздела 2.3. 𝒩 = 1 преобразования суперсимметрии выглядят
следующим образом:
√ 𝛼 ¯ 𝑘𝐴
√
𝑘𝐴 𝛼
¯
2
∇
/
𝑞
𝜖
+
2 𝜖¯ 𝐹˜
,
𝛿 𝜓¯˜𝛼𝑘𝐴
=
𝑖
𝛼𝛼
˙
˙
√
√ 𝛼
𝛼
¯
𝛿 𝜓¯𝛼𝐴𝑘
=
𝑖
2
∇
/
𝑞
¯
𝜖
+
2 𝜖¯ 𝐹¯𝑘𝐴 ,
˙
𝛼𝛼
˙
𝐴𝑘
(2.5.22)
где 𝐹 -слагаемые есть производные суперпотенциала (2.2.6),
)︁
𝜕𝒲
𝑖 (︁
𝛼
𝐶
𝐶
¯
𝑞˜𝐶𝑘 (˜
𝑞𝐴 𝑞 ) − (˜
𝑞𝐴𝑘
𝐹𝐴𝑘 = − 𝑘𝐴 =
𝑞𝐶 𝑞 )˜
𝑞𝐴𝑘 + 𝑚˜
𝜕𝑞
𝜇2
𝑁
)︁
𝑖 (︁
𝛼
𝐶
𝐶
=
𝜙𝐶𝑘 (𝜙𝐴 𝜙 ) − (𝜙𝐶 𝜙 )𝜙𝐴𝑘 + 𝑚𝜙𝐴𝑘 ,
𝜇2
𝑁
)︁
𝜕𝒲
𝑖 (︁ 𝑘𝐶
𝛼
¯
𝑘𝐴
𝐴
𝐶 𝑘𝐴
˜
𝐹
= −
=
𝑞 (˜
𝑞𝐶 𝑞 ) − (˜
𝑞𝐶 𝑞 )𝑞
+ 𝑚𝑞 𝑘𝐴
𝜕 𝑞˜𝐴𝑘
𝜇2
𝑁
(︁
)︁
𝑖
𝛼
𝑘𝐶
𝐴
𝐶
𝑘𝐴
=
𝜙 (𝜙𝐶 𝜙 ) − (𝜙𝐶 𝜙 )𝜙
+ 𝑚𝜙𝑘𝐴 ,
𝜇2
𝑁
и где была использована формула (2.3.1).
(2.5.23)
(2.5.24)
Рассмотрим сперва область промежуточных 𝑟, в пределах 1/𝑚𝐺 . 𝑟 .
1/𝑚𝐿 . Как будет показано, фермионные нулевые моды ведут себя как 1/𝑟. Это
59
даст главные логарифмические вклады в кинетические члены для фермионов
в двумерной эффективной теории на мировой поверхности струны.
Для вычисления фермионных мод нужно подставить бозонные решения
(2.3.16) в преобразования (2.5.22). В (2.5.22), первые слагаемые в первой и второй строчках дают вклады 1/𝑟, тогда как 𝐹 -слагаемые дают постоянные и логарифмические вклады, которые не дают главных логарифмических членов в
эффективном действии. Поэтому 𝐹 -членами можно пренебречь, и для отличных от нуля фермионных профилей получается
𝜓 1̇ ≈
𝜓 2̇ ≈
𝜓̃︀1̇ ≈
𝜓̃︀2̇ ≈
√
𝑥1 − 𝑖 𝑥2 1
𝜉
√
(𝑛𝑛)
𝑟
𝑟 ln 𝑔2 𝜉
𝑚𝐿
√
𝑥1 + 𝑖 𝑥2 1
𝜉
√
(𝑛𝑛)
𝑟
𝑟 ln 𝑔2 𝜉
𝑚𝐿
√
𝑥1 − 𝑖 𝑥2 1
𝜉
√
(𝑛𝑛)
𝑟
𝑟 ln 𝑔2 𝜉
𝑚𝐿
√
𝑥1 + 𝑖 𝑥2 1
𝜉
√
(𝑛𝑛)
𝑟
𝑟 ln 𝑔2 𝜉
𝑚𝐿
𝜁𝑅 ,
𝜁𝐿 ,
(2.5.25)
𝜁𝑅 ,
𝜁𝐿 .
Можно видеть, что эти поды действительно пропорциональны 1/𝑟. Здесь 𝜁𝐿,𝑅 —
грассмановы параметры, возникшие от преобразований суперсимметрии, 𝜁𝐿 =
√1 𝜖1 ,
2
𝜁𝑅 = − √12 𝜖2 . Эти параметры становятся фермионными полями двумерной
эффективной теории на мировой поверхности струны.
Область малых 𝑟, 𝑟 ≪ 1/𝑚𝐺 не вносит вклада, так как кварковые поля
зануляются в этом пределе.
Чтобы найти эффективное действие на мировой поверхности, нужно подставить решения (2.5.25) в четырёхмерное фермионное действие (2.5.1). Для
кинетического слагаемого получим
ℒ2d = 2𝜋𝜉 𝐼𝜉 (𝜁¯𝐿 𝑖𝜕𝑅 𝜁𝐿 + 𝜁¯𝑅 𝑖𝜕𝐿 𝜁𝑅 ) ,
(2.5.26)
где нормировочная постоянная
𝐼𝜉 =
2𝑁
.
𝑊
ln 𝑚
𝑚𝐿
(2.5.27)
Как уже было упомянуто ранее, при выводе этого эффективного действия мы
проинтегрировали по поперечным координатам в промежутке 1/𝑚𝐺 . 𝑟 .
60
1/𝑚𝐿 . Интеграл по 𝑟 логарифмически усилен. Вклады от других областей не
имеют логарифмического усиления, и ими можно пренебречь.
Мы видим, что (2.5.26) — действие свободных фермионов, которые отщепляются от ориентационного сектора, описываемого CP(𝑁 − 1) моделью (2.4.3).
2.6
Физика в теории на мировой поверхности и невылетающие монополи
Как мы уже видели выше, фермионные поля 𝜉 𝑙 эффективной теории на ми-
ровой поверхности становятся тяжёлыми в пределе больших 𝜇 и отщепляются.
Более того, трансляционный сектор состоит из свободных полей и не взаимодействует и ориентационным сектором. Таким образом, в пределе больших 𝜇
наша эффективная теория на мировой поверхности неабелевой струны есть бозонная CP(𝑁 -1) модель (2.4.3) без фермионов. Если массы кварков малы, но не
равны, ориентационные модули 𝑛𝑙 поднимаются за счёт потенциала (2.4.19).
Как уже упоминалось, наша четырёхмерная теория находится в хиггсовской
фазе, и скварки развивают вакуумные средние (2.2.18). Поэтому монополи ’т
Хоофта–Полякова, которые есть в теории в 𝒩 = 2 пределе малых 𝜇, сдерживаются неабелевыми струнами. В калибровочных U(𝑁 ) теориях невылетающие
монополи представляют собой соединения двух различных струн [7, 8, 33]. В
эффективной теории на мировой поверхности неабелевой струны они видны как
кинки, интерполирующие между различными вакуумами CP(𝑁 −1) модели, см.
обзор [11].
Важнейший вопрос — выживают или нет невылетающие монополе в пределе
больших 𝜇, когда четырёхмерная теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД. С позиций
квазиклассики это было бы неожиданностью. С точки зрения квазиклассики
само существование монополей ’т Хоофта–Полякова основывается на наличии
присоединённых скаляров, развивающих вакуумные средние. При больших 𝜇
присоединённые поля становятся тяжёлыми и отщепляются в нашей четырёхмерной теории, так что квазиклассически можно ожидать, что монополи не
выживают.
Теперь же мы видим, что в квантовой теории эта история становится интереснее. Невылетающие монополи представляются как кинки CP(𝑁 − 1) модели
61
на неабелевой струне. Поэтому чтобы разобраться с нашим вопросом, нужно
изучать кинки в теории на мировой поверхности. Определённые результаты в
этом направлении уже были получены. Как было упомянуто ранее, в рамках
безмассовой 𝜇-деформированной 𝒩 = 2 СКХД с ФИ 𝐷-членом было показан,
что эффективная теория на мировой поверхности струны есть гетеротическая
𝒩 = (0, 2) суперсимметричная CP(𝑁 − 1) модель [17, 18, 23, 25]. В этой модели есть 𝑁 вырожденных вакуумов, а также кинки, интерполирующие между
ними. Это означает, что кинки/невылетающие монополи всё-таки выживают в
пределе больших 𝜇 в упомянутой выше теории.
В данной Главе была изучена более «реалистичная» версия 𝜇-деформированной теории без ФИ 𝐷-члена. Этак теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД в пределе больших 𝜇. Как было показано здесь, в пределе больших𝜇 теория на мировой
поверхности неабелевой струны сводится к несуперсимметричной CP(𝑁 −1) модели без фермионов. Если разности кварковых масс не равны нулю, появляется потенциал (2.4.19). У него нет нескольких локальных минимумов, и поэтому
кинки (невылетающие монополи четырёхмерной теории) становятся нестабильными и исчезают.
Рассмотрим случай, когда массы кварков равны. Тогда CP(𝑁 − 1) модель
находится в режиме слабой связи. Эта модель была решена Виттеном [26] в
приближении больших 𝑁 . Было показано, что эта модель находится в фазе
конфайнмента. В более подходящих для физики монополей в четырёхмерии
терминах это можно понять следующим образом, см. также более детальный
обзор [11].
Структура вакуума CP(𝑁 − 1) модели была изучена в [53]. Было показано,
что истинное вакуумное состояние единственно. Однако, есть также порядка
𝑁 квазивакуумов, которые становятся стабильными в пределе 𝑁 → ∞ , так
как расщепление по энергиям между соседними квазивакуумами — порядка
𝑂(1/𝑁 ). Таким образом, можно представить себе кинк, интерполирующий между истинным вакуумом и первым квазивакуумом, а также антикинк, возвращающийся к истинному вакууму, как на Рис. 2.1. Линейный потенциал конфайнмента между кинком и антикинком связан с возбуждённым квазивакуумом.
Такой конфайнмент кинков в двумерии был проинтерпретирован в терминах
струн и монополей четырёхмерной теории в [49]. Тонкая структура вакуумов в
62
Рис. 2.1: Конфигурация струны с кинком и антикинком. 𝑘 = 0 и 𝑘 = 1 обозначают, соответственно, истинный вакуум и первый квазивакуум.
CP(𝑁 − 1) модели на неабелевой струне означает, что 𝑁 элементарных струн
расщепляются за счёт квантовых эффектов и имеют несколько разные натяжения. Разности между натяжениями «соседних» струн пропорциональны Λ2𝐶𝑃 ,
см. (2.4.13). Поэтому монополи, в добавление к конфайнменту в четырёхмерии
(который обеспечивает то, что они присоединяются к струнам), испытывают
также конфайнмент в двумерии вдоль струны. Монополь и антимонополь, соединённые струной с более сильным натяжением, формируют мезонное связанное состояние.
На Рис. 2.1 представлена монополь-антимонопольная пара, интерполирующие между струнами 0 и 1. Энергия возбуждённой части струны (обозначенной
как 1) пропорциональна расстоянию 𝑅 между кинком и антикинком:
𝑉 (𝑅) ∼ Λ2𝐶𝑃 𝑅.
(2.6.1)
Когда она превышает массу двух монополей, которая порядка Λ𝐶𝑃 , образуется вторая монополь-антимонопольная пара, и струна рвётся. Это даёт оценку
характерного размера возбуждённой части струны, 𝑅 ∼ 𝑁/Λ𝐶𝑃 . Так как эта
длина растёт в пределе больших 𝑁 , кинки метастабильны с экспоненциально
маленькой вероятностью распада exp{−𝑁 }.
Результаты данной Главы были опубликованы в статьях [19, 20].
63
ГЛАВА 3
𝒩 = 1 суперсимметричная КХД: исследование
семилокальных струн
В предыдущей Главе рассматривалась 𝜇-деформированная 𝒩 = 2 суперсимметричная КХД с калибровочной группой U(𝑁 ) и 𝑁𝑓 = 𝑁 флейворами. В
главном порядке при малых 𝜇 массовое слагаемой для присоединённой материи сводится в ФИ 𝐹 -члену, не нарушающему 𝒩 = 2 суперсимметрию [52, 54].
√
В кварковом вакууме, конденсат скварков определяется величиной 𝜇𝑚, где
𝑚 — масса кварка. В такой постановке неабелевы струны были впервые обнаружены в работах [5, 6, 7, 8], и их динамика была хорошо изучена, см. также
обзор [11]. Кроме трансляционных нулевых мод, типичных для абелева вихряструны АНО [14], у неабелевых струн есть ориентационные модули, связанные с
вращениями их потоков внутри неабелевой группы SU(𝑁 ). Динамика ориентационных модулей в 𝒩 = 2 СКХД описывается двумерной CP(𝑁 − 1) моделью,
живущей на мировой поверхности неабелевой струны.
Оказывается, что при ненулевых 𝜇 неабелева струна больше не является
BPS, и суперсимметрия на мировой поверхности полностью потеряна. Фермионный сектор низкоэнергетической теории на мировой поверхности отщепляется
при больших 𝜇, а бозонный сектор описывается двумерной CP(𝑁 − 1) моделью.
Также в Главе 2 было показано, что в случае одинаковых масс кварков невылетающие монополи, которые на мировой поверхности видны как кинки [7, 8],
выживают при 𝜇-деформации и остаются в пределе 𝒩 = 1 СКХД. Также был
найден потенциал, возникающий при ненулевых разностях кварковых масс.
Неабелевы струны в 𝒩 = 2 СКХД с «лишними» ароматами кварков
(𝑁𝑓 > 𝑁 ) уже изучались в литературе. В такой постановке у струны появляются модули размера, и такая струна становится семилокальной. В частности,
в неабелевом случае такие струны интерполируют между локальными струна-
64
ми АНО и инстантонами сигма-модели1 [34, 55, 56, 57, 58]. Теория на мировой
поверхности семилокальной неабелевой струны была впервые рассмотрена с
точки зрения D-бран [5, 8], и позднее со стороны теории поля [59, 60, 61, 62].
В частности, было установлено, что теория на мировой поверхности есть так
называемая 𝒩 = (2, 2) суперсимметричная 𝑧𝑛 модель.
В данной Главе мы продолжаем изучение неабелевых струн в СКХД с дополнительными ароматами кварков, 𝑁𝑓 > 𝑁 , и рассматриваем 𝜇-деформированную теорию. В частности, мы исследуем вопрос о том, что происходит с
семилокальной неабелевой струной при увеличении параметра 𝜇 и в пределе
больших 𝜇, когда теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД. Во-первых, мы обнаружили, что также как и в случае 𝑁𝑓 = 𝑁 , рассмотренном в Главе 2, струна больше
не является BPS, и суперсимметрия на мировой поверхности потеряна.
Кроме того, при включении параметра деформации 𝜇 сама струна перестаёт быть семилокальной. Рассматривая теорию на мировой поверхности при
малых 𝜇 мы покажем, что в теории появляется потенциал, зависящий от модулей размера струны, который приводит к сжатию струны. В конце концов
в пределе больших 𝜇 модули размера отщепляются, и эффективная теория на
струне сводится к CP(𝑁 − 1) модели.
В конце мы обсудим, что происходит с невылетающими монополями.
3.1
Постановка задачи
3.1.1
Четырёхмерная теория
В данном подразделе мы кратко опишем нашу четырёхмерную теорию. Основной моделью здесь является четырёхмерная 𝒩 = 2 суперсимметричная
КХД с калибровочной группой SU(𝑁 )×U(1). Состав полей этой теории такой.
˜ ароматов гипермультиплетов кварков в фунМатерия состоит из 𝑁𝑓 = 𝑁 + 𝑁
даментальном представлении, скалярные компоненты которых мы обозначаем
как 𝑞 𝑘𝐴 и 𝑞̃︀𝐴𝑘 . Здесь, 𝐴 = 1, .., 𝑁𝑓 — флейворный, а 𝑘 = 1, .., 𝑁 — цветной значок.
Векторный мультиплет состоит из U(1) калибровочного поля 𝐴𝜇 и SU(𝑁 ) калибровочного поля 𝐴𝑎𝜇 , комплексных скалярных полей 𝑎 и 𝑎𝑎 в присоединённом
представлении цветной группы, и их суперпартнёров — вейлевских фермионов.
1
Англ. sigma-model lumps.
65
Индекс 𝑎 пробегает значения от 1 до 𝑁 2 − 1, а спинорный индекс 𝛼 = 1, 2.
Суперпотенциал 𝒩 = 2 СКХД
{︂
}︂
√
1
U(1) 𝐴
𝑎 𝑎 𝐴
𝒲𝒩 =2 =
2
𝑞̃︀𝐴 𝒜 𝑞 + 𝑞̃︀𝐴 𝒜 𝑇 𝑞
+ 𝑚𝐴 𝑞̃︀𝐴 𝑞 𝐴 ,
2
(3.1.1)
включает 𝒩 = 1 мультиплеты присоединённой киральной материи 𝒜U(1) и
𝒜SU(𝑁 ) = 𝒜𝑎 𝑇 𝑎 , и 𝒩 = 1 киральные мультиплеты кварков 𝑞 𝐴 и 𝑞̃︀𝐴 (здесь
используются одни и те же обозначения для суперполей кварков и их скалярных компонент). Деформация 𝜇, рассматриваемая в данной Главе, вводится при
помощи суперпотенциала (2.2.2),
√︂
𝑁 𝜇1 (︁ U(1) )︁2
𝜇2 𝑎 2
𝒜
(𝒜 ) .
+
𝒲𝒩 =1 =
2 2
2
Мы предполагаем, что параметры деформации — одного порядка, 𝜇1 ∼ 𝜇2 ∼
𝜇. При увеличении 𝜇 → ∞, 𝒩 = 2 суперсимметрия нарушается, и теория
переходит в 𝒩 = 1 СКХД. Напротив, в пределе малых 𝜇 этот суперпотенциал
не нарушает 𝒩 = 2 суперсимметрию и сводится к ФИ 𝐹 -члену [52, 54].
Для того, чтобы полностью контролировать теорию и оставаться в слабой
√
связи при взятии такого предела, нужно потребовать, чтобы произведение 𝜇𝑚
оставалось постоянным и гораздо большим величины Λ𝒩 =1 , которая является
масштабом SU(N) сектора 𝒩 = 1 СКХД.
Бозонная часть действия выглядит так же, как и (2.2.8):
⎧
∫︁
(︁
)︁2
1
1 (︁ U(1) )︁2
4 ⎪
SU(𝑁 )
⎪
𝑆bos =
𝑑 𝑥 ⎩ 2 Tr 𝐹𝜇𝜈
𝐹𝜇𝜈
+
+
(3.1.2)
2𝑔2
4𝑔12
⃒2
⃒
⃒2
⃒
⃒2
2 ⃒⃒
1 ⃒⃒ U(1) ⃒⃒2
⃒
⃒
SU(𝑁 ) ⃒
𝐴
𝐴
Tr ⃒∇𝜇 𝑎
⃒ + 2 ⃒𝜕𝜇 𝑎 ⃒ + ⃒∇𝜇 𝑞 ⃒ + ⃒∇𝜇 𝑞̃︀ ⃒ +
2
𝑔2
𝑔1
⎫
𝐴
SU(𝑁 ) U(1) ⎭
𝑉 (𝑞 , 𝑞̃︀𝐴 , 𝑎
,𝑎 ) .
Здесь ∇𝜇 — ковариантная производная в соответствующем представлении
∇adj
= 𝜕𝜇 − 𝑖 [𝐴𝑎𝜇 𝑇 𝑎 , · ] ,
𝜇
𝑖 U(1)
𝐴𝜇
− 𝑖 𝐴𝑎𝜇 𝑇 𝑎 ,
2
(︀
)︀
а генераторы SU(𝑁 ) нормированы как Tr 𝑇 𝑎 𝑇 𝑏 = (1/2) 𝛿 𝑎𝑏 . Суперпотен∇fund
= 𝜕𝜇 −
𝜇
циал (3.1.1), (3.1.1) даёт вклад в скалярный потенциал 𝑉 , который есть сумма
66
слагаемых типов 𝐹 и 𝐷,
𝑉 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 , 𝑎SU(𝑁 ) , 𝑎U(1) ) =
𝑔2
= 2
2
(︂
1 𝑎𝑏𝑐 𝑏 𝑐
𝑓 𝑎 𝑎 + 𝑞 𝐴 𝑇 𝑎 𝑞 𝐴 − 𝑞̃︀𝐴 𝑇 𝑎 𝑞̃︀𝐴
2
𝑔2
)︂2
𝑔12
(𝑞 𝐴 𝑞 𝐴 − 𝑞̃︀𝐴 𝑞̃︀𝐴 )2
(3.1.3)
8
⃒
√ 𝜕𝒲𝒩 =1 ⃒⃒2
𝑔12 ⃒⃒ 𝐴
1 𝜕𝒲𝒩 =1 ⃒⃒2
2⃒
𝑎 𝐴
+ 2𝑔2 ⃒𝑞̃︀𝐴 𝑇 𝑞 + √
⃒ +
⃒𝑞̃︀𝐴 𝑞 + 2
⃒
2
𝜕𝑎U(1)
2 𝜕𝑎𝑎
{︃⃒(︂
)︂ ⃒2
𝑁𝑓
∑︁
⃒ 1 U(1)
⃒
𝑚
𝐴
𝑎 𝑎
𝐴⃒
⃒
√
+ 2
+ 𝑎 𝑇 𝑞 ⃒ +
+
⃒ 2𝑎
2
𝐴=1
+
⃒(︂
)︂ ⃒2 }︃
⃒ 1 U(1)
⃒
𝑚𝐴
𝑎 𝑎
𝐴⃒
⃒
√
𝑎
+
+
𝑎
𝑇
𝑞
̃︀
,
⃒ 2
⃒
2
где подразумевается суммирование по повторяющимся флейворным значкам 𝐴
(а также по цветным индексам, которые здесь не выписаны явно).
Рассмотрим случай с одним «лишним» ароматом, 𝑁𝑓 = 𝑁 +1. У скалярного
потенциала (3.1.3) есть множество суперсимметричных вакуумов, но в данной
Главе мы рассмотрим конкретный вакуум, в котором в конденсат выпадают
максимальное число скварков, равное 𝑁 . С точностью до калибровочного преобразования, вакуумные средние скварков равны
⎛√
𝜉1 0
0
⎜
..
.
..
0
.
1 ⎜
𝑘𝐴
𝑘𝐴
⟨𝑞 ⟩ = ⟨̃︀
𝑞 ⟩ = √ ⎜
√
.
2⎜
𝜉𝑁 −1
⎝ .. . . .
0
...
0
0
..
.
0
√
𝜉𝑁
⎞
0
.. ⎟
. ⎟
⎟,
0⎟
⎠
0
(3.1.4)
где кварковые поля записаны в виде прямоугольных матриц размера 𝑁 × 𝑁𝑓 ,
а 𝜉𝑃 определены формулой (2.2.14),
(︃√︂
)︃
2
𝜉𝑃 = 2
𝜇1 𝑚
̂︀ + 𝜇2 (𝑚𝑃 − 𝑚)
̂︀ ,
𝑁
𝑁
1 ∑︁
𝑚
̂︀ =
𝑚𝑃 .
𝑁
𝐴=1
67
Если определить матрицу присоединённых скаляров как в (2.2.5),
Φ=
1
𝑎 + 𝑇 𝑎 𝑎𝑎 ,
2
то вакуумные средние присоединённых полей можно записать в виде
⎛
⎞
𝑚1 . . . 0
⎟
1 ⎜
⎟.
⟨Φ⟩ = − √ ⎜
.
.
.
.
.
.
.
.
.
⎝
⎠
2
0 . . . 𝑚𝑁
(3.1.5)
Вакуум (3.1.4) приводит к спонтанному нарушению как калибровочной U(𝑁 ),
так и флейворной SU(𝑁 ) групп. Однако в пределе равных масс 𝑚𝐴 ≡ 𝑚,
𝐴 = 1, ..., 𝑁𝑓 все параметры 𝜉 становятся одинаковыми, 𝜉𝑃 ≡ 𝜉, 𝑃 = 1, ..., 𝑁
и выживает диагональная глобальная подгруппа SU(𝑁 )𝐶+𝐹 , или, выражаясь
точнее (сравн. (2.2.21), (1.1.3)):
̃︀ )𝐹 × U(1) .
U(𝑁 )gauge × SU(𝑁 )flavor → SU(𝑁 )𝐶+𝐹 × SU(𝑁
(3.1.6)
Таким образом, в этом вакууме происходит блокировка цвета с ароматом. Наличие глобальной цвет-ароматной симметрии SU(𝑁 )𝐶+𝐹 является причиной появления неабелевых струн, см. обзор [11].
В особом случае, когда
𝜇2 = 𝜇1
√︀
2/𝑁
≡ 𝜇,
суперпотенциал (3.1.1) упрощается и становится односледовым оператором
𝒲𝒩 =1 = 𝜇Tr(Φ2 ) .
3.1.2
(3.1.7)
Спектр масс
В данном Разделе мы кратко рассмотрим спектр масс нашей четырёхмерной
СКХД, когда массы всех кварков одинаковы, сравн. [11, 25, 52]. Из-за конденсации скварков калибровочные бозоны становятся массивными. Их массы равны2
√︂
𝑁
𝑚U(1) = 𝑔1
𝜉,
2
(3.1.8)
√︀
𝑚SU(𝑁 ) = 𝑔2 𝜉 .
2
Для простоты мы предполагаем, что параметры 𝜉, 𝜇1 , 𝜇2 вещественны.
68
Массы скаляров могут быть извлечены из потенциала (3.1.3). Раскладывая
и диагонализуя массовую матрицу, находим 𝑁 2 − 1 вещественных скаляров с
массами 𝑚SU(𝑁 ) и один с массой 𝑚U(1) . Они являются 𝒩 = 1 суперпартнёрами
калибровочных бозонов SU(𝑁 ) и U(1). Ещё 𝑁 2 компонент съедены механизмом Хиггса. Другие 2 × 2𝑁 2 вещественных скаляров (присоединённые скаляры
𝑎𝑎 , 𝑎 и половина скварков) становятся скалярными компонентами следующих
киральных 𝒩 = 1 мультиплетов: один с массой
√︂
𝑁 +
𝜉𝜆 ,
𝑚+
=
𝑔
1
U(1)
2 1
(3.1.9)
и ещё один с массой
√︂
𝑁 −
𝜉𝜆 .
2 1
Оставшиеся 2(𝑁 2 − 1) киральных мультиплетов имеют массы
√︁
+
𝑚SU(𝑁 ) = 𝑔2 𝜉𝜆+
2 ,
𝑚−
U(1) = 𝑔1
𝑚−
SU(𝑁 )
√︁
= 𝑔2 𝜉𝜆−
2 .
(3.1.10)
(3.1.11)
(3.1.12)
Здесь, 𝜆±
𝑖 — корни квадратного уравнения [11, 52]
𝜆2𝑖 − 𝜆𝑖 (2 + 𝜔𝑖2 ) + 1 = 0
(3.1.13)
где
𝑔1 𝜇1
𝑔2 𝜇2
𝜔1 = √ ,
𝜔2 = √ .
(3.1.14)
𝜉
𝜉
При 𝑁𝑓 > 𝑁 кроме описанных выше массивных скаляров в теории появляются
также 4𝑁 (𝑁𝑓 − 𝑁 ) скаляров, которые происходят от дополнительных ароматов
скварков 𝑞 𝐾 и 𝑞̃︀𝐾 , 𝐾 = (𝑁 + 1), ..., 𝑁𝑓 . В пределе равных масс эти дополнительные скаляры оказываются безмассовыми, и в теории появляется хиггсовская
ветка
ℋ = 𝑇 * GrC (𝑁𝑓 , 𝑁 )
(3.1.15)
dimℋ = 4𝑁 (𝑁𝑓 − 𝑁 ) ,
(3.1.16)
вещественной размерности
сравн. (1.1.4).
69
+
В пределе больших 𝜇 состояния с массами 𝑚+
U(1) и 𝑚SU(𝑁 ) становятся тя-
жёлыми с массами ∼ 𝑔 2 𝜇 и отщепляются. Они соответствуют мультиплетам
−
присоединённой материи. Состояния с массами 𝑚−
U(1) и 𝑚SU(𝑁 ) становятся лёг-
кими с массами ∼ 𝜉/𝜇. Скалярные компоненты этих мультиплетов являются
скалярными частицами Хиггса. Они развивают вакуумные средние (3.1.4). В
противоположном пределе малых 𝜇 их массы находятся по формулам
√︂
(︂
)︂
𝑔
𝜇
𝑁
1
1
𝑚−
𝜉 1 − √ + ··· ,
U(1) = 𝑔1
2
2 𝜉
(3.1.17)
(︂
)︂
√︀
𝑔2 𝜇 2
−
𝑚SU(𝑁 ) = 𝑔2 𝜉 1 − √ + · · · .
2 𝜉
Как уже было упомянуто, 𝒩 = 2 суперсимметрия в нашей теории не нарушена
в главном порядке при малых 𝜇 [52, 54]. В главном порядке параметры 𝜔 в
(3.1.14) равны нулю, а ФИ параметр 𝜉 ∼ 𝜇𝑚 постоянен и отличен от нуля.
Можно видеть, что в пределе 𝒩 = 2 скалярные поля Хиггса вырождаются с
калибровочными полями3 , но становятся легче при включении 𝜇-деформации.
Отношение квадратов масс частицы Хиггса и калибровочного бозоны 𝛽 является важным параметром4 в теории сверхпроводимости. Сверхпроводник первого рода соответствует 𝛽 < 1, а второго рода — 𝛽 > 1. BPS-струна возникает
на границе при 𝛽 = 1. Мы видим, что в нашей теории оба параметра 𝛽,
(︃ −
)︃2
(︃ − )︃2
𝑚𝑆𝑈 (𝑁 )
𝑚𝑈 (1)
,
𝛽𝑆𝑈 (𝑁 ) =
,
(3.1.18)
𝛽𝑈 (1) =
𝑚𝑈 (1)
𝑚𝑆𝑈 (𝑁 )
меньше единицы, так что наша теория при ненулевых 𝜇 находится в фазе сверхпроводимости первого рода. Это окажется важным ниже.
3.2
Семилокальные неабелевы вихри
В данном разделе мы изучим решение для вихря-струны в случае одинако-
вых масс кварков. Сперва будут упомянуты уже известные результаты [62] для
семилокальной неабелевой BPS струны, и затем мы перейдём к 𝜇-деформации.
3
4
Они входят в один и тот же длинный векторный 𝒩 = 2 супермультиплет [52]
Дабы избежать путаницы, отметим, что в данной Главе двумерная обратная константа связи обознача-
ется символом 𝛾, а буква 𝛽 обозначает отношение масс, указанное в тексте.
70
Мы выведем эффективную теорию на мировой поверхности для модулей струны в этом случае. Для простоты мы рассмотрим теорию с одним дополнительным ароматом, 𝑁𝑓 = 𝑁 + 1.
3.2.1
BPS семилокальная неабелева струна
Начнём с обсуждения семилокальных неабелевых струн в пределе 𝒩 = 2
[62]. Как только число ароматов превышает число цветов, у профильных функций вихря больше нет привычных экспоненциально затухающих хвостов. Наличие хиггсовской ветки и соответствующих безмассовых полей в четырёхмерии
делает их семилокальными. Подробный обзор абелева случая может быть найден в [34]. Семилокальные струны на больших расстояниях от центральной оси
спадают степенным образом. Например, семилокальные абелевы BPS струны
интерполируют между АНО струной [14] и инстантоном двумерной O(3) сигма
модели, поднятому в четырёхмерие (в англоязычной литературе такая конфигурация известна также под термином «the lump»). В случае одного дополнительного аромата у семилокальной струны есть две дополнительные нулевые
моды, параметризуемые комплексным модулем 𝜌. Поперечный размер струны
связывается с |𝜌|. В пределе |𝜌| → 0 в абелевом случае получается струна АНО,
а при |𝜌| ≫ 1/𝑚𝑈 (1) струна превращается в упомянутый выше поднятый в четырёхмерие инстантон.
Рассмотрим бесконечную статичную струну, растянутую вдоль оси 𝑥3 . Можно начать с такого же анзаца как и (2.3.1), (2.3.2):
1
𝑞 𝑘𝐴 = 𝑞¯˜𝑘𝐴 = √ 𝜙𝑘𝐴 ,
2
(3.2.1)
)︂
(︂
𝜙 =
𝜑2 (𝑟) + 𝑛𝑛(𝜑1 (𝑟) − 𝜑2 (𝑟)) | 𝑛 𝜑3 (𝑟)𝑒−𝑖𝛼
(3.2.2)
для кварков, а для калибровочных полей
SU(𝑁 )
𝐴𝑖
U(1)
𝐴𝑖
⎧
⎫
𝑥𝑗
⎩
= 𝜀𝑖𝑗 2 𝑓𝐺 (𝑟) 𝑛𝑛 − 1/𝑁 ⎭ ,
𝑟
𝑥𝑗
2
=
𝜀𝑖𝑗 2 𝑓 (𝑟) .
𝑁
𝑟
(3.2.3)
Индекс 𝑖 пробегает значения 𝑖 = 1, 2, все прочие компоненты зануляются; 𝛼,
𝑟 — полярные угол и радиус в плоскости (𝑥1 , 𝑥2 ). Комплексные параметры
71
𝑛𝑙 , 𝑙 = 1, .., 𝑁 удовлетворяют CP(𝑁 − 1)условию 𝑛𝑛 = 1. Они параметризуют
ориентационные нулевые моды неабелевой струны, возникающие из-за наличия
цвет-ароматной глобальной группы (3.1.6), см. также обзор [11].
Профильные функции струны, входящие в (3.2.2) и (3.2.3), удовлетворяют
BPS уравнениям первого порядка. В случае
𝑔2
𝑔2
𝑔12
= 2 ≡
2
𝑁
𝑁
(3.2.4)
решение выглядит особенно просто [62]. Оно параметризуется комплексным модулем размера 𝜌:
√︀
𝑟
𝜉 √︀
,
𝑟2 + |𝜌|2
√︀
𝜉,
≈
√︀
𝜌
𝜌
= 𝜑1 ≈
𝜉 √︀
,
𝑟
𝑟2 + |𝜌|2
𝜑1 ≈
𝜑2
𝜑3
𝑓
= 𝑓𝐺
(3.2.5)
|𝜌2 |
.
≈ 2
𝑟 + |𝜌|2
√
Это решение справедливо в пределе |𝜌| ≫ 1/(𝑔2 𝜉|𝜌|), то есть когда скалярные поля достигают вакуумного многообразия (хиггсовской ветки). Натяжение
такой BPS струны определяется формулой
𝑇𝐵𝑃 𝑆 = 2𝜋𝜉.
(3.2.6)
Чтобы получить низкоэнергетическую двумерную теорию, живущую на мировой поверхности струны, нужно предположить, что модули 𝑛𝑃 и 𝜌 являются
медленно меняющимися функциями поперечных координат 𝑡, 𝑧, и подставить
решение (3.2.5) в действие (3.1.2). Это даёт эффективное действие
{︂
∫︁
[︁
]︁}︂
𝐿
4𝜋
2𝑑
𝑆𝑆𝑈
𝑑2 𝑥 2𝜋𝜉 |𝜕𝑘 (𝜌𝑛𝑃 )|2 ln
+ 2 |𝜕𝑘 𝑛𝑃 |2 + (𝑛𝑃 𝜕𝑘 𝑛𝑃 )2 , (3.2.7)
𝑆𝑌 =
|𝜌|
𝑔
где интегрирование ведётся по координатам 𝑥0 , 𝑥3 ; подробный вывод представлен в работе [62]. Здесь 𝑘 = 0, 3, а 𝐿 — ИК обрезание, введённое для регуляризации логарифмических расходимостей ориентационных и нулевых мод струны.
Точнее говоря, мы вводим струну большой, но конечной длины 𝐿. Таким образом регуляризуется распределение профильных функций струны в поперечной плоскости [59]. ИК расходимости возникают из-за медленного (степенного)
72
спада профильных функций струны, связанное с наличием хиггсовской ветки
[59, 62].
3.2.2
Деформированная теория на мировой поверхности
Если учесть поправки по старшим степеням 𝜇, суперсимметрия в четырёхмерии сокращается до 𝒩 = 1 , и, как уже было объяснено выше, наша теория превращается в сверхпроводник первого рода, сравн. [52]. Струна перестаёт быть BPS-насыщенной. Чтобы имитировать это, рассмотрим упрощённую
версию нашей теории с бозонным действием
{︃
∫︁
1
1 (︀ 𝑎 )︀2
𝐹
+
(𝐹𝜇𝜈 )2 + |∇𝜇 𝜙𝐴 |2
𝑆0 = 𝑑4 𝑥
𝜇𝜈
2
2
4𝑔2
4𝑔1
}︃
+ 𝜆𝑁 𝜙¯𝐴 𝑇 𝑎 𝜙
(︀
)︀
𝐴 2
+ 𝜆1 |𝜙𝐴 |2 − 𝑁 𝜉
(︀
)︀2
. (3.2.8)
Эта модель зависит от двух параметров — отношений квадратов масс U(1)и
SU(N)хиггсовских и калибровочных бозонов:
8𝜆1
,
𝑔12
2𝜆𝑁
= 2 ,
𝑔2
𝛽𝑈 (1) =
𝛽𝑆𝑈 (𝑁 )
(3.2.9)
которые мы идентифицируем с параметрами 𝛽 (3.1.18) нашей исходной теории.
Эта модель — неабелево обобщение теории, рассмотренной в [63], где изучалась
скалярная КЭД, см. также [34].
В 𝒩 = 2 СКХД параметры 𝛽 в точности равны единице. В этом случае
представление Богомольного даёт уравнения первого порядка для профильных
функций струны. Теория на мировой поверхности в этом случае есть (3.2.7).
При включении поправок по 𝜇, параметры 𝛽 больше не равны единице.
73
Запишем представление Богомольного для натяжения струны
{︃ [︂
]︂2 [︂
]︂2
∫︁
(︀
)︀
(︀
)︀
𝑔
𝑔
1
1
2
1
𝑎
√ 𝐹12
𝑇𝛽 =
𝑑2 𝑥⊥
+ √ 𝜙¯𝐴 𝑇 𝑎 𝜙𝐴 + √ 𝐹12 + √ |𝜙𝐴 |2 − 𝑁 𝜉
2𝑔2
2
2𝑔1
2 2
⃒
⃒2 𝑁
+ ⃒∇1 𝜙𝐴 + 𝑖∇2 𝜙𝐴 ⃒ + 𝜉 𝐹3*
2
}︃
2
2
(︀
)︀
(︀
)︀
𝑔
𝑔
2
2
, (3.2.10)
+ 2 (𝛽𝑆𝑈 (𝑁 ) − 1) 𝜙¯𝐴 𝑇 𝑎 𝜙𝐴 + 1 (𝛽𝑈 (1) − 1) |𝜙𝐴 |2 − 𝑁 𝜉
2
8
где ⃗𝑥⊥ представляет координаты в поперечной плоскости. Здесь появляются два
дополнительных слагаемых (в последней строчке). Неравенство Богомольного
больше не выполняется. Но если значения параметров 𝛽𝑈 (1) и 𝛽𝑆𝑈 (𝑁 ) только
лишь немного отличаются от единицы, то можно использовать уравнения первого порядка для того, чтобы переписать выражения в этих дополнительных
слагаемых как
)︀
𝑔12 (︀ 𝐴 2
|𝜙 | − 𝑁 𝜉 = −𝐹12 .
(3.2.11)
𝜙¯𝐴 𝑇 𝜙 =
2
В случае (3.2.4) можно использовать (3.2.5) для вычисления эффективного дей𝑔22
(︀
𝑎 𝐴
)︀
𝑎
−𝐹12
,
ствия. Подставляя (3.2.2), (3.2.3), (3.2.5) в (3.2.11), (3.2.10), получим деформированную теорию на мировой поверхности,
{︂
∫︁
]︁
𝐿
4𝜋 [︁
2𝑑
2
2
2
2
𝑆𝛽 =
𝑑 𝑥 2𝜋𝜉 |𝜕𝑘 (𝜌𝑛𝑃 )| ln
+ 2 |𝜕𝑘 𝑛𝑃 | + (𝑛𝑃 𝜕𝑘 𝑛𝑃 )
|𝜌|
𝑔
}︂
𝛽 − 1 4𝜋
+ 2
+ · · · , , (3.2.12)
𝑔 3|𝜌|2
где теперь 𝛽 ≡ 𝛽𝑈 (1) = 𝛽𝑆𝑈 (𝑁 ) , а многоточие представляет поправки по степеням
1/𝑔 2 𝜉|𝜌|2 .
Мы сразу же видим отсюда, что для не-BPS струны 𝜌 больше не является
модулем. Появляется потенциал, зависящий от 𝜌 и пропорциональный отклонению 𝛽 от единицы. В частности, для сверхпроводника первого рода (𝛽 < 1)
размер 𝜌 стремится уменьшиться, тогда как для сверхпроводника второго рода (𝛽 > 1) размер 𝜌 стремится расшириться, приводя к нестабильности вихря,
сравн. [34].
В нашем случае значение величины 𝛽 меньше единицы и может быть вычислено по формуле (3.1.17) при малых 𝜇; при этом получается
𝑔𝜇
𝛽 = 1 − √ + ··· .
𝜉
(3.2.13)
74
Отсюда получается эффективное действие на мировой поверхности струны,
{︂
∫︁
]︁
𝐿
4𝜋 [︁
2𝑑
2
2
2
2
𝑆𝛽 =
𝑑 𝑥 2𝜋𝜉 |𝜕𝑘 (𝜌𝑛𝑃 )| ln
+ 2 |𝜕𝑘 𝑛𝑃 | + (𝑛𝑃 𝜕𝑘 𝑛𝑃 )
|𝜌|
𝑔
}︂
𝜇
1
+ ··· .
(3.2.14)
− 4𝜋 √
3𝑔 𝜉 |𝜌|2
Мы видим, что размер семилокальной струны стремится уменьшиться, и при
больших 𝜇 мы ожидаем, что дальнодействующие хвосты струны не образуются.
Струны становится локальной неабелевой струной только с ориентационными
модулями 𝑛𝑙 , чья динамика на мировой поверхности описывается CP(𝑁 − 1)
моделью.
На самом деле, из общих соображений можно привести доводы в пользу того, что при включении и увеличении 𝜇 семилокальная струна становится нестабильной. Решение для семилокальной струны (3.2.5) «сделано» из безмассовых
полей, соответствующих хиггсовской ветке рассматриваемой теории. Как уже
было упомянуто, скажем, в Абелевом случае это решение соответствует инстантону двумерной O(3) сигма модели, поднятому в четырёхмерное пространство.
По сути, этот инстантон является BPS солитоном, и естественно ожидать, что
он становится нестабильным, когда мы увеличиваем 𝜇 и нарушаем суперсимметрию на мировой поверхности.
В частности, как видно из представления Богомольного (3.2.10), дополнительные слагаемые, возникающие при 𝛽 < 1, уменьшают натяжение струны.
Это запрещено для только что упомянутого поднятого BPS инстантона, так
как его натяжение точно определяется центральным зарядом и равно 2𝜋𝜉, см.
(3.2.6). При увеличении 𝜇 струна перестаёт быть BPS, 𝜌 становится нестабильным и уменьшается, приводя при больших 𝜇 к гораздо меньшему натяжению,
см. (3.3.1) ниже.
3.3
Обсуждение результатов
В данной Главе был изучен вопрос о том, что происходит с неабелевыми
семилокальными струнами в 𝒩 = 2 СКХД при включении 𝜇-деформации и
переходе к пределу больших 𝜇. Было показано, что появляется потенциал, зависящий от (бывшего) модуля размера 𝜌, и этот модуль в конечном счёте отщепляется, когда теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД при больших 𝜇. Отметим,
75
что хиггсовская ветка никуда не девается, но струна больше не «состоит» из
безмассовых полей, так что дальнодействующие «хвосты» струны исчезают.
Таким образом, семилокальная струны вырождается в локальную. Неабелевы локальные струны в пределе больших 𝜇, когда четырёхмерная теория — это
𝒩 = 1 СКХД, изучалась в Главе 2, и теперь мы видим, что результаты, полученные в той Главе, можно напрямую применить и в нашем случае 𝑁𝑓 > 𝑁 .
Ниже мы кратко подытожим эти результаты.
В пределе больших 𝜇 натяжение струны логарифмически подавлено,
𝑇𝑙𝑜𝑐𝑎𝑙 =
4𝜋|𝜉|
.
𝑔 2 |𝜇|
ln
|𝑚|
(3.3.1)
Это можно противопоставить BPS формуле (3.2.6), справедливой в главном
порядке при малых 𝜇.
Как обычно, теория на мировой поверхности содержит трансляционные модули, но они отщепляются от ориентационного сектора. Ориентационный сектор описывается CP(𝑁 − 1) моделью с действием (2.4.3),
∫︁
}︁
{︁ [︀
]︀
(1+1)
2
𝑆
= 𝑑𝑡 𝑑𝑧 𝛾 (𝜕𝑘 𝑛
¯ 𝜕𝑘 𝑛) + (¯
𝑛 𝜕𝑘 𝑛) + 𝑉1+1 .
Отметим, что все ориентационные фермионные нулевые моды поднимаются (см.
Главу 2) и не входят в низкоэнергетическую эффективную теорию. Описанная
выше теория на мировой поверхности является чисто бозонной теорией.
Здесь двумерная обратная константа связи 𝛾 большая5 , и по формуле
(2.4.11):
𝛾∼
|𝜇|
1
.
|𝑚| ln2 𝑔2 |𝜇|
|𝑚|
На квантовом уровне CP(𝑁 − 1) модель асимптотически свободна, так что константа связи 𝛾 является бегущей, и на масштабе энергии 𝐸 она равна
(︂
)︂
𝐸
2𝜋𝛾(𝐸) = 𝑁 log
,
Λ𝐶𝑃
(3.3.2)
где масштаб теории на мировой поверхности задаётся формулой (2.4.13),
{︃(︃
)︃}︃
√︀
|𝜇|
1
−const
Λ𝐶𝑃 ≈ 𝜉 exp
.
|𝑚| ln2 𝑔2 |𝜇|
|𝑚|
5
Лишь в этой главе двумерная константа связи обозначается как 𝛾. В Главах 2 и 4 для константы связи
используется обозначение 2𝛽, а в Главах 1 и 5 — просто 𝛽.
76
Видно, что масштаб Λ𝐶𝑃 CP(𝑁 − 1) модели экспоненциально мал, так что теория на мировой поверхности находится в режиме слабой связи в широком диапазоне энергий ≫ Λ𝐶𝑃 . Это можно противопоставить с неабелевыми струнами
в 𝒩 = 2 СКХД, где масштаб теории на мировой поверхности Λ𝐶𝑃 равен масштабу четырёхмерной СКХД Λ𝒩 =2 [11].
В случае когда массы кварков, входящие в лагранжиан (3.1.2) не равны
друг другу, возникает потенциал на 𝑛𝑃 . В простейшем случае, когда массы
всех кварков положительны, этот потенциал даётся формулой (2.4.19),
𝑉1+1 ≈
𝑁
8𝜋|𝜇| ∑︁
ln
𝑔 2 |𝜇|
|𝑚| 𝑃 =1
𝑚𝑃 |𝑛𝑃 |2 .
(3.3.3)
В случае общего положения по отношению к Δ𝑚𝐴𝐵 , у потенциала (3.3.3) есть
только один минимум и один максимум. Другие (𝑁 − 2) точки экстремума являются седловыми точками. В случае одинаковых масс кварков этот потенциал
сводится к константе, равной натяжению струны (3.3.1).
Так как наша четырёхмерная теория находится в Хиггсовской фазе по отношению к скваркам, монополи ’т Хоофта–Полякова, которые были в теории в
𝒩 = 2 пределе малых 𝜇, являются невылетающими за счёт неабелевых струн,
и служат соединениями двух различных струн [7, 8, 33]. В эффективной теории
на мировой поверхности неабелевой струны они видны как кинки, интерполирующие между разными вакуумами CP(𝑁 − 1) модели, см. также обзор [11].
В пределе больших 𝜇 присоединённые поля отщепляются. Поэтому из квазиклассики можно было бы ожидать, что в этом пределе монополи пропадают.
Это действительно так в случае неравных масс кварков. Если разности масс
кварков не равны нулю, появляется потенциал (3.3.3). У него нет нескольких
локальных минимумов, и поэтому кинки (невылетающие монополи четырёхмерной теории) становятся нестабильными и исчезают.
Однако, в случае с кварками одинаковых масс, потенциал (3.3.3) отсутствует, и в бозонной CP(𝑁 − 1) модели есть кинки. Таким образом, в этом случае
невылетающие монополи всё же выживают в пределе больших 𝜇, как следует
из Главы 2. Эти монополи могут быть представлены как кинки в эффективной
CP(𝑁 − 1) модели на неабелевой струне, см. детальный обзор [11].
Результаты данной Главы были опубликованы в статьях [20, 21].
77
ГЛАВА 4
Теория на мировой поверхности в пределе
больших 𝑁
В данной Главе будет представлено решение при больших 𝑁 теории на мировой поверхности неабелевой струны в 𝜇-деформированной СКХД, которая
была выведена в Главе 2. Приближение больших 𝑁 было впервые использовано
Виттеном для того, чтобы решить как несуперсимметричную, так и 𝒩 = (2, 2)
суперсимметричную двумерные CP(𝑁 − 1)модели [26]. В частности, решение
Виттена при больших 𝑁 показывает, что дополнительное U(1) калибровочное
поле 𝐴𝜇 , вводимое для формулировки CP(𝑁 − 1)модели, становится физическим. В CP(𝑁 − 1)модели с 𝒩 = (2, 2) суперсимметрией есть 𝑁 вырожденных
вакуумов, как продиктовано индексом Виттена. Параметром порядка, различающим эти вакуумы, является вакуумное среднее скалярного суперпартнёра 𝜎
к калибровочному полю 𝐴𝜇 [26].
В несуперсимметричной CP(𝑁 − 1)модели эти вакуумы расщеплены и являются на самом деле квазивакуумами, причём их расщепления пропорциональны
1/𝑁 . В теории имеется единственные истинный вакуум1 . Параметром порядка,
различающим эти квазивакуумы, является величина постоянного электрического поля от калибровочного поля 𝐴𝜇 , которое является безмассовым в несуперсимметричном случае [26], см. также [49] и обзор [11].
В данной Главе приближение больших 𝑁 будет использовано для изучения
фазовой структуры теории на мировой поверхности неабелевой струны в 𝜇-деформированной СКХД по отношению к параметру деформации 𝜇 и разностям
масс кварков Δ𝑚. Мы обнаружим богатую фазовую картину, включающую в
себя две фазы сильной связи и две хиггсовских фазы.
1
Ниже мы принимаем, что 𝜃-угол равен нулю.
78
Фазы сильной связи возникают при малых Δ𝑚. Первая фаза сильной связи наблюдается при малых 𝜇. Она качественно похожа на фазу с 𝒩 = (2, 2)
суперсимметрией при 𝜇 = 0. Хотя 𝑁 вакуумов расщепляются и становятся
квазивакуумами, параметром порядка всё ещё является вакуумное среднее поля 𝜎. Во второй фазе сильной связи при больших 𝜇 квазивакуумы различаются
значением постоянного электрического поля. Эти фаза качественно похожа на
несуперсимметричную CP(𝑁 − 1)модель.
При больших Δ𝑚 мы видим две хиггсовских фазы слабой связи. При малых
𝜇 𝑁 вакуумов, которые были в 𝒩 = (2, 2) случае, расщепляются и становятся квазивакуумами. Тем не менее, в теории всё ещё остаются кинки, интерполирующие между ними. Но при увеличении 𝜇 выше некоторого критического
значения эти квазивакуумы пропадают по одному, так что наблюдается каскад
фазовых переходов. В конце концов, остаётся только один вакуум и никаких
кинков.
С точки зрения четырёхмерной СКХД это интерпретируется следующим образом. При больших Δ𝑚 и малых 𝜇 в теории есть монополи, которые являются
невылетающими на счёт соединяющих их неабелевых струн. Но при увеличении
𝜇 эти монополи пропадают.
CP(𝑁 − 1)сигма модели: обзор
4.1
В этом разделе вводятся различные CP(𝑁 − 1)модели, которые будут рассматриваться в следующих разделах. Сперва рассматриваются несуперсимметричная и 𝒩 = (2, 2) суперсимметричная модели, которые уже изучались ранее, см. например [26, 40, 64, 65]. После этого будет введена основная модель,
изучению которой посвящена данная работа, а именно 𝜇-деформированная
CP(𝑁 − 1)модель, являющаяся низкоэнергетической теорией на мировом листе неабелевой струны в 𝜇-деформированной СКХД, рассмотренной в Главе 2.
4.1.1
Несуперсимметричная модель
При рассмотрении CP(𝑁 − 1)моделей оказывается полезным так называемая калибровочная формулировка [26]. В этом формализме CP(𝑁 − 1)модель
задаётся в терминах 𝑁 комплексных скалярных полей 𝑛𝑖 , 𝑖 = 1, . . . , 𝑁 , вза-
79
имодействующих с дополнительным U(1) калибровочным полем 𝐴𝜇 . Функция
Лагранжа при этом даётся следующим выражением:
⃒2
⃒
⃒
(︀ 𝑖
)︀ ∑︁ ⃒⃒√
⃒
𝑖 ⃒2
⃒
ℒ = ∇𝜇 𝑛 + 𝑖 𝐷 𝑛
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽0 +
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛𝑖 |2 ,
(4.1.1)
𝑖
где ∇𝜇 = 𝜕𝜇 − 𝑖 𝐴𝜇 . У полей 𝜎 и 𝐷 нет кинетического члена, так что они
тоже являются дополнительными полями. Дополнительные поля могут быть
исключены при помощи соответствующих уравнений движения. В частности,
уравнение движения для поля 𝐷 приводит к условию
𝑛𝑖 𝑛𝑖 = 2𝛽0 ,
(4.1.2)
которое вместе с калибровочной инвариантностью уменьшает число степеней
свободы полей 𝑛𝑖 до 2(𝑁 − 1).
Данная несуперсимметричная CP(𝑁 −1)модель возникает как теория на мировом листе неабелевой струны в несуперсимметричной КХД-подобной теории,
см. [49] и обзор [11]. Массы 𝑚𝑖 есть просто кварковые массы четырёхмерной
теории.
В данной Главе будет рассмотрен случай, когда массы распределены равномерно по кругу в комплексной плоскости,
(︂
)︂
2𝜋𝑖 𝑘
𝑚𝑘 = 𝑚 − Δ𝑚 exp
,
𝑁
𝑘 = 0, . . . , 𝑁 − 1 .
(4.1.3)
Здесь 𝑚 ∈ R – среднее арифметическое масс, а параметр Δ𝑚 > 0 оказывается
истинным масштабом масс в данной модели. Можно заметить, что сдвигом 𝜎
всегда можно добавить одинаковую постоянную ко всем массам 𝑚𝑖 . Это позволяет сократить среднюю массу 𝑚.
Затравочная константа связи 𝛽0 становится в квантовой теории бегущей
константой связи 𝛽. Данная теория обладает асимптотической свободой и масштабом Λ𝐶𝑃 , который определяется как
2
Λ2𝐶𝑃 = 𝑀uv
(︂
)︂
8𝜋𝛽0
exp −
,
𝑁
(4.1.4)
где 𝑀uv – масштаб ультрафиолетового обрезания.
Данная теория может находится в различных фазах. Известно, что в безмассовом случае Δ𝑚 = 0 эта несуперсимметричная CP(𝑁 − 1)модель находится в
80
режиме сильной связи, и вакуумное среднее полей 𝑛𝑖 равно нулю: ⟨𝑛𝑖 ⟩ = 0. Эта
теория может быть решена при помощи 1/𝑁 разложения [26]. Оказывается, что
на квантовом уровне спонтанное нарушение глобальной SU(N) (флейворной)
симметрии, наблюдающееся на классическом уровне, пропадает. В физическом
спектре нет безмассовых голдстоуновских бозонов. У полей 𝑛𝑖 появляется масса
порядка Λ𝐶𝑃 .
Более того, у составной степени свободы – исходно дополнительного фотонного поля 𝐴𝜇 – появляется кинетический член за счёт однопетлевых поправок,
и это поле становится динамическим. Присутствие безмассового фотона приводит к дальнодействию в несуперсимметричной CP(𝑁 − 1)модели. Кулоновский
потенциал в двумерии является линейной функцией, а именно
Λ2𝐶𝑃
𝑟,
𝑉 (𝑟) ∼
𝑁
(4.1.5)
где 𝑟 – расстояние между электрическими зарядами. Это приводит к кулоновский фазе, или фазе конфайнмента [26]. Электрические заряды оказываются
невылетающими. Легчайшие электрические заряды – кванты поля 𝑛𝑖 , которые
в сильной связи становятся кинками [26]. Конфайнмент кинков означает, что в
физическом спектре нет уединённых кинков. Они образуют связанные состояния – «мезоны», образованные парами кинк-антикинк.
Кинки имеют массы порядка Λ𝐶𝑃 , в то время как линейный потенциал между ними слабый и пропорционален 1/𝑁 . Таким образом, кинк и антикинк в
«мезоне» разнесены на довольно большое расстояние, вследствие чего внутри
«мезона» формируется квазивакуум. Вследствие этого, помимо единственного
основного состояния, в теории также имеется целое семейство квазивакуумов,
расщепление между которыми ведёт себя как ∼ Λ2𝐶𝑃 /𝑁 . Параметром порядка,
различающим между различными квазивакуумами, является величина постоянного электрического поля, или плотность топологического заряда
𝑄=
𝑖
1
𝜀𝜇𝜈 𝜕 𝜇 𝐴𝜈 =
𝜀𝜇𝜈 𝜕 𝜇 𝑛
¯ 𝑖 𝜕 𝜈 𝑛𝑖
2𝜋
8𝜋𝛽
(4.1.6)
Рис. 4.1 иллюстрирует конфайнмент 𝑛-полей.
Кинки интерполируют между соседними квазивакуумами. Они интерпретируются как невылетающие монополи четырёхмерной теории. Так как натяжения возбуждённых струн больше натяжения легчайшей струны, эти монополи
81
Рис. 4.1: Линейный конфайнмент 𝑛-¯
𝑛 пары. Сплошная линия представляет собой основное состояние (вакуум 𝑘 = 0). Прерывистая линия показывает плотность энергии в первом
квазивакууме.
испытывают, помимо конфайнмента в четырёхмерии, также и конфайнмент в
двумерии: монополь всегда соединён с антимонополем, образуют конфигурацию, похожую на мезон [49, 66].
С другой стороны, на больших масштабах масс Δ𝑚 ≫ Λ𝐶𝑃 константа связи
мала и «заморожена» на масштабе Δ𝑚, так что применимо квазиклассическое
рассмотрение. Вакуумное среднее одного из полей 𝑛𝑖 становится ненулевым,
и больше нет безмассового фотона с дальнодействием. Поэтому данную фазу
называют обычно «хиггсовской», противопоставляя её кулоновской фазе (фазе
конфайнмента) в сильной связи. Точнее можно сказать, что в этой фазе CP(𝑁 −
1)модель описывает хиггсовскую фазу при энергиях ниже массы фотона. По
существу, эта хиггсовская фаза в слабой связи похожа на «классическую фазу»,
описываемую классическим лагранжианом (4.1.1).
В литературе показано, что при промежуточных масштабах масс Δ𝑚 ∼ Λ𝐶𝑃
происходит фазовый переход между хиггсовской и кулоновской фазами, см.
[49, 64, 67, 68].
4.1.2
𝒩 = (2, 2) модель
Суперсимметричное обобщение только что рассмотренной модели [26, 40] характеризуется наличием добавочных фермионных полей 𝜉 𝑖 , 𝑖 = 1, . . . , 𝑁 , являющихся суперпартнёрами скалярных полей 𝑛𝑖 . Полный лагранжиан 𝒩 = (2, 2)
82
теории (в евклидовой формулировке) даётся выражением
(︂
)︂
(︀ 𝑖
)︀
1 1 2
1 2 ¯ 𝜇
2
ℒ= 2
𝐹𝜇𝜈 + |𝜕𝜇 𝜎| + 𝐷 + 𝜆 𝑖¯
𝜎 𝜕𝜇 𝜆 + 𝑖 𝐷 𝑛
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽0
𝑒0 4
2
⃒2
∑︁ ⃒⃒
⃒
⃒
⃒
𝑚
2
𝑖
⃒𝜎 − √ ⃒ |𝑛𝑖 |2
+ ⃒∇𝜇 𝑛𝑖 ⃒ + 𝜉¯𝑖 𝑖¯
𝜎 𝜇 ∇𝜇 𝜉 𝑖 + 2
⃒
2⃒
𝑖
(︂
)︂
√ ∑︁
√
(︀
)︀
𝑚𝑖 ¯ 𝑖
+𝑖 2
𝜎 − √ 𝜉𝑅𝑖 𝜉𝐿 − 𝑖 2 𝑛
¯ 𝑖 𝜆𝑅 𝜉𝐿𝑖 − 𝜆𝐿 𝜉𝑅𝑖
2
𝑖
(︂
)︂
√ ∑︁
√
)︀
(︀
𝑚
¯𝑖 ¯ 𝑖
¯ 𝐿 𝜉¯𝑅𝑖 − 𝜆
¯ 𝑅 𝜉¯𝐿𝑖 ,
𝜎
¯ − √ 𝜉𝐿𝑖 𝜉𝑅 − 𝑖 2 𝑛𝑖 𝜆
+𝑖 2
2
𝑖
(4.1.7)
где 𝑚𝑖 – т.н. «твистованные массы» (черта над 𝑚
¯ 𝑖, 𝜎
¯ обозначают комплексное сопряжение). При этом подразумевается предел 𝑒20 → ∞. Кроме того,
𝜎
¯ 𝜇 = {1, 𝑖𝜎3 } . Фермионы 𝜉𝐿 , 𝜉𝑅 есть, соответственно, левые и правые компоненты поля 𝜉. В данной модели снова есть возможность добавить одинаковую
постоянную ко всем массам 𝑚𝑖 , сдвинув поле 𝜎.
Калибровочное поле 𝐴𝜇 , комплексный скаляр 𝜎, вещественный скаляр 𝐷
и двухкомпонентный комплексный фермион 𝜆 образуют нединамический векторный супермультиплет. В частности, исключая дополнительные поля 𝐷 и 𝜆,
приходим к условиям
𝑛𝑖 𝑛𝑖 = 2𝛽0 ,
𝑛
¯𝑖 𝜉𝑖 = 0 ,
𝜉¯𝑖 𝑛𝑖 = 0
(4.1.8)
(4.1.9)
в пределе 𝑒0 → ∞.
Эта модель была получена как теория на мировой поверхности неабелевой
струны в 𝒩 = 2 СКХД. Поля 𝑛𝑖 параметризуют ориентационные модули неабелевой струны [5, 6, 7, 8]. Параметры 𝑚𝑖 оказываются просто массами кварков
четырёхмерной теории. Затравочная константа связи 𝛽0 соотносится с калибровочной константой связи 𝑔 2 , взятой на масштабе массы калибровочного бозона
√
𝑚𝐺 ∼ 𝑔 𝜇𝑚 при помощи соотношения (см. например [11])
2𝛽0 =
4𝜋
𝑁
𝑚𝐺
=
ln
,
𝑔 2 (𝑚𝐺 ) 2𝜋 Λ𝐶𝑃
(4.1.10)
Для того, чтобы четырёхмерная теория находилась в слабой связи, предполагается, что 𝑚𝐺 ≫ Λ𝐶𝑃 .
83
Эта модель была решена Виттеном в приближении больших 𝑁 в безмассовом случае [26]. Решение в пределе больших 𝑁 и ненулевых массах показало,
что данная модель может находиться в двух различных режимах в слабой и
сильной связи [69]. При малых масштабах масс Δ𝑚 < Λ𝐶𝑃 теория находится
в фазе сильной связи с нулевым вакуумным средним ⟨𝑛𝑖 ⟩ = 0 и динамическим
фотонным полем (Виттеновская фаза). Однако теперь фотон обладает массой
вследствие киральной аномалии. Дальнодействие отсутствует, равно как и отсутствует конфайнмент кинков.
Как в сильной, так и в слабой связи в теории есть 𝑁 вырожденных вакуумных состояний, в соответствии с индексом Виттена. Они нумеруются вакуумным средним поля 𝜎 [69]. При Δ𝑚 < Λ𝐶𝑃 вакуумные средние даются формулой
)︂
(︂
√
2𝜋 𝑖 𝑘
× Λ𝐶𝑃
𝑘 = 0, ..., 𝑁 − 1
(4.1.11)
2𝜎 = exp
𝑁
Этот результат можно понять следующим образом. Киральная аномалия нарушает U(1) 𝑅-симметрию, которая была в теории при нулевых массах, до 𝑍2𝑁 ,
которая затем спонтанно нарушается до 𝑍2 вакуумным средним поля 𝜎 (𝑅 заряд которого равен двум). В частности, из решения при больших 𝑁 следует
√
вакуумное среднее 2|𝜎| = Λ𝐶𝑃 . 𝑍2𝑁 симметрия гарантирует наличие 𝑁 вакуумов, как показано на Рис. (4.2).
В пределе больших масс, расположенных на окружности (см. (4.1.3)), 𝑍2𝑁
симметрия остаётся ненарушенной. Это приводит к похожей структуре вакуумных средних поля 𝜎 при Δ𝑚 > Λ𝐶𝑃 , а именно
(︂
)︂
√
2𝜋 𝑖 𝑘
2𝜎 = exp
× Δ𝑚,
𝑘 = 0, ..., 𝑁 − 1
𝑁
(4.1.12)
Эти формулы демонстрируют фазовый переход при Δ𝑚 = Λ𝐶𝑃 . Как следует
из решения при больших 𝑁 , выше этой точки модель находится в хиггсовской
фазе. При этом одна из компонент поля 𝑛, например, нулевая компонента, развивает вакуумное среднее ⟨𝑛0 ⟩ =
̸ 0. Конфайнмент отсутствует в обеих фазах, в
отличие от несуперсимметричного случая.
На самом деле, фазовый переход, обсуждавшийся выше, является следствием приближения больших 𝑁 . При конечных 𝑁 переход между двумя режимами
теории гладкий. Это следует из точного суперпотенциала, который известен для
𝒩 = (2, 2) CP(𝑁 − 1)модели [40].
84
4.1.3
𝜇-деформированная CP(𝑁 − 1)модель
В этом разделе введена основная модель, рассматриваемая в данной работе
– 𝜇-деформированная CP(𝑁 − 1)модель. Эта модель возникает как теория на
мировой поверхности неабелевой струны в 𝒩 = 2 СКХД, деформированной
массой 𝜇 присоединённого поля. Она была выведена в Главе 2 в двух различных пределах – при малых и при больших значениях параметра деформации
𝜇. Здесь и далее рассматривается случай, когда массы лежат на окружности
(4.1.3), а параметр деформации принимает вещественные положительные значения, 𝜇 > 0.
Первый эффект, описанный в Главе 2, заключается в том, что поля 𝑛𝑖 , входящие в 𝒩 = (2, 2) CP(𝑁 − 1)модель (4.1.7), после 𝜇-деформации приобретают дополнительный потенциал, зависящий от разностей масс. Этот потенциал
был найден в пределе малых 𝜇 в работе [50]. Вторым эффектом является то,
что суперориентационные моды неабелевой струны приобретают массу. Другими словами, двумерные фермионы 𝜉 𝑖 (фермионные суперпартнёры полей 𝑛𝑖 ),
безмассовые в суперсимметричной версии при 𝜇 = 0, в случае малых 𝜇 приобретают массу 𝜆(𝜇) ∼ 𝜇 [19]. При больших значениях параметра деформации
они становятся тяжёлыми и отщепляются.
Можно составить лагранжиан деформированной CP(𝑁 −1)модели, который
бы описывал все эти эффекты:
⃒
⃒2
(︀ 𝑖
)︀
ℒ = ⃒∇𝜇 𝑛𝑖 ⃒ + 𝜉¯𝑖 𝑖¯
𝜎 𝜇 ∇𝜇 𝜉 𝑖 + 𝑖 𝐷 𝑛
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽
⃒2
∑︁
∑︁ ⃒⃒√
⃒
Re Δ𝑚𝑖0 |𝑛𝑖 |2
+
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛𝑖 |2 + 𝜐(𝜇)
𝑖
𝑖
+𝑖
∑︁ (︁√
𝑖
+𝑖
∑︁ (︁√
)︁
√
(︀
)︀
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇) 𝜉¯𝑅𝑖 𝜉𝐿𝑖 − 𝑖 2 𝑛
¯ 𝑖 𝜆𝑅 𝜉𝐿𝑖 − 𝜆𝐿 𝜉𝑅𝑖
(4.1.13)
)︁
√
(︀
)︀
¯ 𝐿 𝜉¯𝑅𝑖 − 𝜆
¯ 𝑅 𝜉¯𝐿𝑖 ,
2¯
𝜎−𝑚
¯ 𝑖 − 𝜆(𝜇) 𝜉¯𝐿𝑖 𝜉𝑅𝑖 − 𝑖 2 𝑛𝑖 𝜆
𝑖
где Δ𝑚𝑖0 = 𝑚𝑖 −𝑚0 ; 𝑚𝑖 , 𝑖 = 0, ...𝑁 – массы, причём масса 𝑚0 имеет наименьшую
вещественную часть.
Коэффициентные функции 𝜐(𝜇) и 𝜆(𝜇) были выведены в Главе 2 на клас-
85
сическом уровне в пределах малых и больших значений 𝜇:
⎧
⎨ 4𝜋𝜇 ,
𝜇 → 0,
2𝛽
𝜐(𝜇) =
⎩ 1 8𝜋𝜇2 ,
𝜇→∞
2𝛽 𝑔 𝜇
ln
(4.1.14)
𝑚
⎧
⎨𝜆0 𝜇 ,
2𝛽
𝜆(𝜇) =
⎩const 𝑔 √𝜇𝑚 ∼ 𝑚 ,
𝐺
𝜇 → 0,
(4.1.15)
𝜇→∞
Здесь 𝑔 2 – константа связи четырёхмерной теории. Численное значение константы 𝜆0 есть 𝜆0 ≈ 3.7 [19]. Можно заметить, что хотя и возможно избавиться
от средней массы 𝑚 в выражении (4.1.13), сделав соответствующий сдвиг поля
𝜎, параметр 𝑚 всё равно входит неявно через параметры 𝜇-деформированной
CP(𝑁 − 1)модели (4.1.13), которые выражаются в терминах параметров четырёхмерной СКХД.
Эта модель интерполирует между суперсимметричной и несуперсимметричной моделями, которые были кратко описаны выше. В пределе 𝜇 → 0 суперсимметрия восстанавливается до 𝒩 = (2, 2) , и модель переходит в(4.1.7). При
больших значениях параметра деформации фермионы можно исключить из
действия, и теория переходит в чисто бозонную модель (4.1.1).
Основным подходом, применяющимся в данной работе для изучения этой
модели на квантовом уровне, является 1/𝑁 разложение. Для гладкого предела
больших 𝑁 параметры модели должны варьироваться как
𝑔 2 ∼ 1/𝑁,
𝑚 ∼ 1,
𝛽 ∼ 𝑁,
𝜐(𝜇) ∼ 1,
𝜇 ∼ 𝑁,
𝜆(𝜇) ∼ 1
(4.1.16)
Далее в данной Главе для описания четырёхмерной теории будут использоваться три независимых физических параметра. Первым из них является масса
калибровочного бозона в четырёхмерии,
𝑚2𝐺 = 2𝑔 2 𝜇𝑚,
(4.1.17)
которая играет роль физического ультрафиолетового (УФ) масштаба обрезания
CP(𝑁 − 1)модели на мировой поверхности неабелевой струны, см. [11]. Вторым параметром является вышеупомянутый масштаб разностей масс кварков
86
(𝑚𝑖 − 𝑚𝑗 ) ∼ Δ𝑚. Третий параметр характеризует степень нарушения суперсимметрии: это физическая масса присоединённой материи
𝑚adj = 𝑔 2 𝜇 =
𝑁
8𝜋 2
𝜇
≡𝜇
̃︀ .
ln Λ𝑚4d𝐺
(4.1.18)
Этот параметр будет использоваться как настоящий (физический) параметр
деформации. Все эти величины ведут себя в пределе больших 𝑁 как 𝑁 0 . Здесь,
Λ4𝑑 есть масштаб четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД.
Из этого следует, что средняя масса 𝑚 не является независимой величиной.
Она может быть выражена через другие как
𝑚2𝐺
.
𝑚=
2̃︀
𝜇
(4.1.19)
На масштабе массы калибровочного бозона (4.1.17) двумерная константа
связи при малых 𝜇 даётся формулой ([6, 7], ср. (4.1.10))
2𝛽 =
4𝜋
𝑁
𝑚𝐺
=
.
ln
𝑔2
2𝜋
Λ4𝑑
(4.1.20)
При больших 𝜇 константа связи на мировой поверхности, нормированная на
масштабе 𝑚𝐺 , становится [19]
2𝛽 = const
1
𝜇
.
𝑚 ln2 𝑔2 𝜇
𝑚
(4.1.21)
Будучи выраженной в терминах инвариантных параметров, эта формула приобретает вид
𝑚𝐺
̃︀2 ln Λ𝒩4d=1
𝑁 𝜇
2𝛽 = const
,
𝜋 𝑚2𝐺 ln2 𝑚2̃︀𝜇
𝐺
(4.1.22)
где учтено, что при больших 𝜇
̃︀ четырёхмерная теория переходит в 𝒩 = 1 СКХД
=1 2𝑁
со своим масштабом (Λ𝒩
=𝜇
̃︀𝑁 Λ𝑁
4d )
4d .
В терминах независимых параметров, коэффициентные функции 𝜐 и 𝜆 даются формулами
⎧
⎨𝜇
̃︀ ,
𝜇
̃︀ → 0,
𝜐(̃︀
𝜇) =
⎩ 𝑚2𝐺 ln 2̃︀𝜇 ,
𝜇→∞
𝜇
̃︀
𝑚𝐺
⎧
⎨𝜆
̃︀0 𝜇
̃︀ ,
𝜇
̃︀ → 0,
𝜆(̃︀
𝜇) =
⎩𝑚 ,
𝜇
̃︀ → ∞
𝐺
(4.1.23)
(4.1.24)
87
̃︀0 = 𝜆0 /4𝜋 ≈ 0.3.
где 𝜆
Как уже было отмечено ранее, масса калибровочного бозона в четырёхмерии
𝑚𝐺 играет роль УФ обрезания для теории на мировой поверхности. На масштабах ниже 𝑚𝐺 рассматриваемая двумерная модель асимптотически свободна (ср.
(4.1.4)) с
𝐸
𝑁
ln
(4.1.25)
2𝜋
Λ2𝑑
на масштабе 𝐸. Это соотношение фиксирует значение масштаба двумерной тео2𝛽(𝐸) =
рии Λ2𝑑 в терминах параметров четырёхмерной теории. При малых 𝜇,
̃︀
Λ2𝑑 (̃︀
𝜇 → 0) = Λ4𝑑 ,
в то время как при больших значениях 𝜇
̃︀
(︃
=1
Λ2𝑑 = Λ𝒩
4d exp −const
2
𝜇
̃︀
1
·
𝑚2𝐺 ln 𝑚2̃︀𝜇
𝐺
(4.1.26)
)︃
(4.1.27)
Можно заметить, что в пределе 𝜇
̃︀ → ∞ масштаб (4.1.27) становится экспоненциально мал, и двумерная теория может находиться в режиме сильной связи
только на чрезвычайно маленьких масштабах энергий. Ниже будет показано,
что фазовый переход по параметру 𝜇
̃︀ происходит при маленьких значениях 𝜇,
̃︀
когда масштаб Λ2𝑑 близок к суперсимметричному значению Λ4𝑑 . Так как отщепление фермионов происходит при очень больших 𝜇
̃︀ ≫ 𝑚𝐺 , для изучения этого
фазового перехода можно пользоваться приближением малых 𝜇
̃︀ в формулах
(4.1.23) и (4.1.24).
В последующих разделах будут исследованы различные фазы и структура
вакуума теории на мировой поверхности. Есть два основных параметра, которые можно варьировать – параметр нарушения суперсимметрии 𝜇
̃︀ и масштаб
масс Δ𝑚. Как уже было отмечено выше, рассматриваемая модель (4.1.13) обладает богатой картиной фаз на плоскости (Δ𝑚, 𝜇).
̃︀
4.2
Эффективный потенциал в однопетлевом приближении
В этом разделе продолжено изучение модели (4.1.13). Строится решение в
виде 1/𝑁 разложения. Как уже было отмечено ранее, 𝒩 = (2, 2) и несуперсимметричная CP(𝑁 − 1)модели (в безмассовом случае) были решены Виттеном в статье [26]. Этот метод был позднее обобщён на случай гетеротической
88
𝒩 = (0, 2) модели [24], а также на случай ненулевых масс [64, 69]. Анализ, представленный в данном разделе, по большей части повторяет и обобщает методы,
использовавшиеся в перечисленных статьях.
4.2.1
Вывод эффективного потенциала
Начнём с вывода однопетлевого эффективного потенциала. Лагранжиан
(4.1.13) хорошо подходит для этой цели, так как он квадратичен по динамическим полям 𝑛𝑖 и 𝜉𝑖 . Однако, не следует интегрировать по всем из них. Для
этого имеются следующие причины.
Как было сказано в предыдущем разделе, модель (4.1.13) является, в определённом смысле, промежуточной между 𝒩 = (2, 2) и несуперсимметричной
CP(𝑁 − 1)моделями, которые уже были изучены в литературе ранее. Поэтому
можно использовать идеи и результаты, полученные при изучении этих моделей, для того чтобы лучше понять физику рассматриваемой здесь теории.
Во-первых, можно ожидать, что эта теория может находиться по крайней мере
в двух различных фазах – фазах сильной и слабой связи. Параметром порядка, различающим эти фазы, является вакуумное среднее полей 𝑛𝑖 . В слабой
связи (в т.н. хиггсовской фазе [64]) одно из полей 𝑛𝑖 развивает ненулевое вакуумное среднее, ⟨𝑛𝑖0 ⟩ = 2𝛽. В режиме сильной связи (в т.н. кулоновской фазе)
вакуумные средние полей 𝑛𝑖 равны нулю.
Таким образом, разумно поступить следующим образом. Следует проинтегрировать по 𝑁 − 1 полям 𝑛𝑖 с 𝑖 ̸= 0 (и по соответствующим фермионам 𝜉𝑖 ). В
итоге получится эффективное действие, являющееся функционалом от 𝑛0 ≡ 𝑛,
𝐷 и 𝜎. Для отыскания вакуумных конфигураций следует минимизировать эффективное действие по отношению к 𝑛, 𝐷 и 𝜎.
Следует заметить, что хотя получающийся функционал зависит также от 𝐴𝜇
0
и фермионов 𝜉𝐿,𝑅
, 𝜆𝐿,𝑅 , лоренц-инвариантность подразумевает что вакуумные
средние этих полей равны нулю. Также, среди 𝑛𝑖 в качестве поля с возможно
ненулевым вакуумным средним мы выбираем именно компоненту 𝑛0 потому,
что соответствующая масса 𝑚0 имеет минимальную вещественную часть (см.
(4.1.3)). Как будет установлено ниже, ⟨𝑛0 ⟩ ̸= 0 соответствует истинному вакуумному состоянию в хиггсовской фазе.
89
При интегрировании по полям 𝑛𝑖 и 𝜉 𝑖 получаются следующие определители:
(︁
⃒√
⃒2 )︁
∏︀𝑁 −1
2
⃒
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
𝑖=1 det −𝜕𝑘 +
(︁
(4.2.1)
⃒√
⃒2 )︁ ,
∏︀𝑁 −1
2
⃒
⃒
2𝜎 − 𝑚𝑖
𝑖=1 det −𝜕𝑘 + 𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 +
откуда следует эффективный потенциал
∫︁
∫︁
√
2
2
2
𝑉eff = 𝑑 𝑥 (𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 | )|𝑛| − 2𝛽 𝑑2 𝑥 𝑖𝐷
+
−
𝑁
−1
∑︁
𝑖=1
𝑁
−1
∑︁
Tr ln
(︁
Tr ln
(︁
−𝜕𝑘2
−𝜕𝑘2
⃒√
⃒2 )︁
⃒
+ 𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
(4.2.2)
⃒√
⃒2 )︁
⃒
+ 2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
𝑖=1
Следующий шаг – вычисление следов, входящих в эту формулу. При 𝜇
̃︀ → 0
суперсимметрия восстанавливается, и это выражение является хорошо определённым. Однако при ненулевых деформациях в нём появляются квадратичные
расходимости, и требуется регуляризация. В данном случае удобнее всего воспользоваться регуляризацией Паули-Вилларса (схожая процедура была проведена в [70]). Для этого нужно ввести поля-регуляторы с массами 𝑏𝑎 , 𝑓𝑎 , 𝑎 = 1, 2,
тогда регуляризованный потенциал принимает вид
∫︁
∫︁
√
𝑉eff = 𝑑2 𝑥 (𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 )|𝑛|2 − 2𝛽
𝑑2 𝑥 𝑖𝐷
+
+
−
−
𝑁
−1
∑︁
Tr ln
𝑖=1
2 𝑁
−1
∑︁
∑︁
−𝜕𝑘2
⃒√
⃒2 )︁
⃒
+ 𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
(︀
)︀
𝐵𝑎 Tr ln −𝜕𝑘2 + 𝑏2𝑎
𝑎=1 𝑖=1
𝑁
−1
∑︁
Tr ln
𝑖=1
2 𝑁
−1
∑︁
∑︁
(︁
(︁
−𝜕𝑘2
(4.2.3)
⃒√
⃒2 )︁
⃒
+ 2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
(︀
)︀
𝐹𝑎 Tr ln −𝜕𝑘2 + 𝑓𝑎2
𝑎=1 𝑖=1
где коэффициенты удовлетворяют соотношениям
2
∑︁
𝑎=0
𝐵𝑎 = −1,
2
∑︁
𝑎=0
𝐵𝑎 𝑏2𝑎 = −𝑚2bos
(4.2.4)
90
Из этих уравнений следует, что
𝑏22 − 𝑚2bos
𝐵1 = 2
,
𝑏1 − 𝑏22
𝑏21 − 𝑚2bos
𝐵2 = − 2
𝑏1 − 𝑏22
(4.2.5)
Массы полей-регуляторов играют роль УФ обрезания. Схожие соотношения
можно записать и для коэффициентов фермионных регуляторов.
Кроме того, следует должным образом отнормировать следы, вычтя вклад
)︀
(︀
от тривиального фона Tr ln −𝜕𝑘2 из бозонных и фермионных следов. При этом
мы приходим к
∫︁
∫︁
√
2
2
2
𝑉eff = 𝑑 𝑥 (𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 | )|𝑛| − 2𝛽
𝑑2 𝑥 𝑖𝐷
[︃
𝑁
−1 (︁
∑︁
⃒√
⃒2 )︁
1
⃒
+𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
−
4𝜋 𝑖=1
(︁
⃒2 )︁
⃒√
⃒
× ln +𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
⃒√
⃒2 )︁ 𝑏21 ln 𝑏21 − 𝑏22 ln 𝑏22
⃒
− +𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
𝑏21 − 𝑏22
[︃
𝑁 −1
⃒2 ⃒√
⃒2
1 ∑︁ ⃒⃒√
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒ ln⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
+
4𝜋 𝑖=1
]︃
⃒√
⃒2 𝑓12 ln 𝑓11 − 𝑓22 ln 𝑓22
− ⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
𝑓12 − 𝑓22
(︁
]︃
(4.2.6)
Полученная формула является несколько сложной для анализа. Чтобы её
упростить, можно рассмотреть предел [70]
2
2
𝑏21 = 𝑥𝑀uv
, 𝑏22 = 𝑀uv
,
2
2
𝑓12 = 𝑥𝑀uv
, 𝑓22 = 𝑀uv
,
𝑥 → 1,
(4.2.7)
где 𝑀uv – УФ обрезание. Далее, в разделе 4.1.3 была написана формула для
затравочной константы связи
2
𝑁
𝑀uv
2𝛽(𝑀uv ) =
ln 2 ,
4𝜋
Λ
(4.2.8)
Здесь, Λ ≡ Λ2𝑑 есть масштаб рассматриваемой двумерной модели. С учётом
этого соотношения получается итоговая формула для эффективного потенциа-
91
ла,
√
𝒱eff = (𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 )|𝑛|2
[︃
⃒√
⃒2 ]︃
𝑁 −1
𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇) Re Δ𝑚𝑖0 + ⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
1 ∑︁
+
𝑖𝐷 1 − ln
4𝜋 𝑖=1
Λ2
𝑁 −1
⃒√
⃒2 )︁
1 ∑︁ (︁
⃒
𝜐(𝜇) Re Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
+
4𝜋 𝑖=1
[︃
⃒√
⃒2 ]︃
𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇) Re Δ𝑚𝑖0 + ⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
× 1 − ln
2
𝑀uv
[︃
⃒√
⃒ ]︃
𝑁 −1
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒2
⃒2
1 ∑︁ ⃒⃒√
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒ 1 − ln
−
2
4𝜋 𝑖=1
𝑀uv
(4.2.9)
Можно заметить, что регуляризованный эффективный потенциал зависит
от масштаба УФ обрезания 𝑀uv . При этом нельзя произвести никакое вычитание, которое бы сократило эту зависимость. Для этого имеются свои причины.
Во-первых, рассматриваемая 𝜇-деформированная
̃︀
CP(𝑁 − 1)модель (4.1.13) является лишь низкоэнергетической теорией на мировой поверхности неабелевой
струны, и УФ масштаб имеет чёткий физический смысл, а именно
𝑀uv = 𝑚𝐺 ,
(4.2.10)
где 𝑚𝐺 – масса калибровочного бозона четырёхмерной теории. Кроме того, масса фермионов 𝜆(𝜇) в (4.2.9) изменяется от нуля при 𝜇
̃︀ = 0 до 𝑚𝐺 = 𝑀uv в
пределе 𝜇
̃︀ → ∞, см. (4.1.24). Поэтому 𝑀uv на самом деле является физическим
параметром данной модели, избавляться от которого вовсе не следует.
Ренормированная константа связи даётся формулой
⃒√
⃒2
𝑁 −1
1 ∑︁ 𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇) Re Δ𝑚𝑖0 + ⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
2𝛽ren =
ln
4𝜋 𝑖=1
Λ2
4.2.2
(4.2.11)
Вакуумные уравнения
Для того, чтобы найти вакуумные конфигурации, следует минимизировать
эффективный потенциал (4.2.9). При варьировании по 𝐷 получается уравнение
⃒√
⃒2
𝑁
−1
⃒
⃒
∑︁
𝑖𝐷
+
𝜐(𝜇)
Re
Δ𝑚
+
2𝜎
−
𝑚
1
𝑖0
𝑖
2
|𝑛| = 2𝛽ren =
ln
(4.2.12)
4𝜋 𝑖=1
Λ2
92
Вариация по 𝑛 приводит к
√
(𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 )𝑛 = 0
(4.2.13)
Наконец, третье уравнение получается при минимизации по отношению к 𝜎,
⃒√
⃒2
𝑁
−1 (︁
)︁
⃒
⃒
∑︁
√
√
𝑖𝐷
+
𝜐(𝜇)
Re
Δ𝑚
+
2𝜎
−
𝑚
1
𝑖0
𝑖
−( 2𝜎 − 𝑚0 )|𝑛|2 +
2𝜎 − 𝑚𝑖 ln
4𝜋 𝑖=1
𝑚2𝐺
𝑁 −1
)︁ ⃒⃒√2𝜎 − 𝑚 − 𝜆(𝜇)⃒⃒2
1 ∑︁ (︁√
𝑖
=
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇) ln
,
4𝜋 𝑖=1
𝑚2𝐺
(4.2.14)
причём здесь и ниже УФ масштаб 𝑀uv заменен на соответствующее физическое
значение 𝑚𝐺 .
Эти три уравнения составляют основной набор уравнений, которые предстоит исследовать. Кроме того, на вакуумных состояниях должно быть выполнено
условие
𝛽ren > 0,
(4.2.15)
которое следует из очевидного соотношения 2𝛽ren = |𝑛|2 > 0.
Из (4.2.12) и (4.2.13) непосредственно следует, обязательно выполнено одно
из условий: или
или же
𝑛 = 𝛽ren = 0
(4.2.16)
√
𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 = 0 .
(4.2.17)
Первый вариант соответствует режиму сильной связи, в котором вакуумное
средние поля 𝑛 вместе с ренормированной константой связи равны нулю. Вторая возможность реализуется в хиггсовском режиме, в котором 𝑛 поле развивает ненулевое вакуумное среднее. Каждый их этих режимов будет подробно
исследован в последующих разделах.
4.3
Режим сильной связи
В данном разделе будет продолжено изучение рассматриваемой модели в ре-
жиме сильной связи, который определён условием (4.2.16). Эта фаза возникает
при масштабах масс Δ𝑚 . Λ, см. например [22, 64, 69].
93
Раздел начинается с рассмотрения более простого случая Δ𝑚 = 0. Поведение рассматриваемой модели различно при разных значениях параметра деформации: при промежуточных 𝜇
̃︀ возникает фазовый переход, тогда как в пределе
большой массы фермиона 𝜆 → 𝑚𝐺 рассматриваемая теория (4.1.13) действительно переходит в несуперсимметричную CP(𝑁 − 1)модель (4.1.1), как и ожидалось априори. Эти результаты также будут обобщены на случай различных
масс 𝑚𝑖 , когда параметр Δ𝑚 отличен от нуля.
1.21
1.0
0.71
0.41
0.5
1.32
1.0
0.65
0.26
0.5
0.14
0.0
4 Veff
N 2
0.04
4 Veff
N 2
Im( ) /
Im( ) /
0.24
-0.08
0.0
0.08
0.04
0.5
-0.15
-0.19
0.5
0.02
1.0
0.01
1.0
0.5
0.0
Re( ) /
0.5
1.0
-0.22
1.0
0.00
-0.23
1.0
0.5
0.0
Re( ) /
0.5
1.0
-0.24
(а) 𝜆 = 0, суперсимметричный случай, вы- (б) 𝜆 > 0, нарушенная суперсимметрия, расрожденные вакуумы
щепление квазивакуумов
Рис. 4.2: Эффективный потенциал (4.3.3) на комплексной плоскости 𝜏 =
√
2𝜎 − 𝑚0 . Поле
𝐷 исключено при помощи вакуумных уравнений.
4.3.1
Малые деформации
Начнём с рассмотрения простейшего случая одинаковых масс,
𝑚0 = 𝑚1 = . . . = 𝑚𝑁 −1 ≡ 𝑚
(4.3.1)
При таком выборе слагаемые в потенциале, пропорциональные 𝜐(𝜇), обращаются в нуль, и единственной деформацией действия остаётся дополнительная
масса фермиона 𝜆. В этом разделе мы не будем явно выписывать зависимость
этого параметра от 𝜇.
̃︀
Чтобы сделать дальнейшие формулы менее громоздкими, обозначим
𝜏=
√
2𝜎 − 𝑚0
(4.3.2)
94
Тогда эффективный потенциал можно записать как
[︃
[︃
⃒ ⃒2 ]︃
⃒ ⃒2 ]︃
⃒
⃒
𝑖𝐷 + 𝜏
𝑖𝐷 + ⃒𝜏 ⃒
𝑁
𝑁 ⃒⃒ ⃒⃒2
𝒱eff =
𝑖𝐷 1 − ln
𝜏
+
1 − ln
4𝜋
Λ2
4𝜋
𝑚2𝐺
[︃
⃒
⃒2 ]︃
⃒
⃒
⃒
𝜏 − 𝜆(𝜇)⃒
𝑁
2
− ⃒𝜏 − 𝜆(𝜇)⃒ 1 − ln
+ Δ𝑉 (arg 𝜏 ),
4𝜋
𝑚2𝐺
(4.3.3)
где 𝜏 = |𝜏 | 𝑒𝑖 arg 𝜏 . В этом выражении было добавлено новое слагаемое Δ𝑉 (arg 𝜏 ),
отсутствовавшее в (4.2.9). Оно учитывает киральную аномалию, и возникает
уже в 𝒩 = (2, 2) CP(𝑁 − 1)модели при 𝜇
̃︀ = 0. Как было показано Виттеном
[26], из-за киральной аномалии фотон становится массивным, с массой равной
2Λ. Комплексный скаляр 𝜎 является суперпартнёром фотонного поля, и тоже
приобретает массу 2Λ. В частности, фаза этого скаляра arg 𝜏 становится массивной.
Этот эффект может быть учтён введением в (4.3.3) дополнительного потенциального слагаемого Δ𝑉 (arg 𝜏 ). Оно строится следующим образом. При
малых 𝜇
̃︀ возможные вакуумные средние поля 𝜏 приблизительно равны соответствующим суперсимметричным значениям,
)︂
(︂
2𝜋
𝑖
𝑘
, 𝑘 = 0, ..., 𝑁 − 1,
𝜏𝑘SUSY = −Λ exp
𝑁
(4.3.4)
ср. (4.1.11). Следует разделить полный угол 2𝜋 на 𝑁 одинаковых интервалов
с центрами в вакуумных значениях, arg 𝜏𝑘SUSY = 2𝜋𝑘/𝑁 + 𝜋, 𝑘 = 0, ..., (𝑁 −
1), и определить потенциал Δ𝑉 (arg 𝜏 ) как квадратичную функцию на каждом
интервале. А именно,
𝑁 𝑚2arg 𝜏
Δ𝑉 (arg 𝜏 ) =
(arg 𝜏 −arg 𝜏𝑘SUSY )2 ,
4𝜋 2
2𝜋(𝑘 − 12 )
2𝜋(𝑘 + 12 )
< arg 𝜏 −𝜋 <
,
𝑁
𝑁
(4.3.5)
где 𝑚arg 𝜏 – масса поля arg 𝜏 . Вычисление этой массы приведено ниже, см.
(4.3.33). При малых деформациях, она лишь немного отличается от Виттеновского результата [26]
𝑚SUSY
arg 𝜏 = 2Λ.
(4.3.6)
Без дополнительного слагаемого Δ𝑉 (arg 𝜏 ) 𝑁 дискретных вакуумов исчезают мгновенно с включением параметра 𝜇.
̃︀ Это происходит благодаря расщеплению квазивакуумов. Ниже будет показано, что с учётом Δ𝑉 (arg 𝜏 ) квазивакуумы всё ещё остаются при малых 𝜇
̃︀ и исчезают только при некотором конечном
95
критическом значении параметра деформации 𝜇
̃︀crit , которое может быть отождествлено с точкой фазового перехода. Возможные поправки высших степеней
к квадратичному потенциалу (4.3.5) подавлены в пределе больших 𝑁 , т.к. ширина каждого интервала является малой величиной, пропорциональной 1/𝑁 .
Энергия вакуума
При включении параметра деформации 𝜇
̃︀ масса фермиона 𝜉 𝑖 , равная 𝜆(̃︀
𝜇),
становится отличной от нуля. Тем самым, как киральная симметрия, так и двумерная суперсимметрия оказываются нарушенными явным образом. В результате 𝑍𝑁 симметрия также нарушается, и вакуумные средние полей 𝜎 больше
не лежат на одной окружности. Более того, при 𝜇
̃︀ = 0 в нашей модели имеются 𝑁 вырожденных вакуумов (4.3.4). Когда параметр 𝜇
̃︀ становится ненулевым,
энергии соответствующих вакуумов расщепляются, и все они (кроме одного при
𝑘 = 0) превращаются в квазивакуумы. Единственное настоящее вакуумное состояние соответствует 𝑘 = 0, см. Рис. 4.2. Как уже обсуждалось в разделе 4.1.1,
это приводит к конфайнменту кинков.
Оказывается, что существует два механизма, ответственных за расщепление вакуумных энергий. Один из них происходит из эффективного потенциала
(4.3.3) и доминирует при малых 𝜇.
̃︀ Другой характерен для несуперсимметричной CP(𝑁 − 1)модели, см. раздел 4.1.1. Он происходит за счёт постоянного
электрического поля кинков, интерполирующих между соседними квазивакуумами, и доминирует при больших 𝜇.
̃︀ В данном разделе будет изучен первый
механизм, тогда как второй будет рассмотрен ниже.
Расщепление энергий при малых 𝜇
̃︀ может быть выведено из разложения
эффективного потенциала (4.3.3) по малой величине 𝜆(𝜇):
𝒱eff = 𝒱SUSY + 𝛿𝒱,
(4.3.7)
где 𝒱SUSY – суперсимметричный эффективный потенциал, соответствующий
𝜆 = 0, тогда как
𝑚2𝐺
𝑁
· 2 Re 𝜏 · 𝜆 ln ⃒ ⃒2
𝛿𝒱 ≈
⃒𝜏 ⃒
4𝜋
(4.3.8)
представляет собой 𝑂(𝜆) деформацию. Подставляя невозмущённые вакуумные
средние (4.3.4) в (4.3.8), можно получить энергии квазивакуумов. Как уже было
96
отмечено ранее, основное состояние (истинный вакуум) располагается в точке
𝜏0 = −Λ = Λ𝑒𝑖𝜋 ,
(4.3.9)
в то время как положение первого квазивакуума даётся формулой
(︂
)︂
2𝜋 2
2𝜋 𝑖
2𝜋 𝑖
+Λ 2
𝜏1 = −Λ exp
≈ −Λ − Λ
𝑁
𝑁
𝑁
(4.3.10)
Подставляя эти выражения в (4.3.8), получим искомое расщепление2
𝐸1 − 𝐸0 =
2𝜋
𝑚𝐺
𝜆Λ ln
𝑁
Λ
(4.3.11)
Эта формула показывает, что теперь кинки, интерполирующие между этими
двумя вакуумами, испытывают конфайнмент, в отличие от суперсимметричного
случая.
Поправки к вакуумным средним
arg( 1) - arg( 1)SUSY
0.00
||
1.8
Ground state
First quasivacuum
Approximation
0.10
1.6
0.15
0.20
1.4
0.25
0.30
1.2
1.0
0.00
Numerical
Approximation
0.05
0.35
0.02
0.04
0.06
0.08
0.10
(а) |𝜏ground | и |𝜏1 |
0.12
0.14
0.00
0.02
0.04
0.06
0.08
0.10
0.12
0.14
(б) Поправка к arg 𝜏1
Рис. 4.3: Результаты численного расчёта минимумов 𝜏ground и 𝜏1 , полученных непосредственной минимизацией (4.3.3). На Рис. а, зелёной прерывистой линией показано приближённое
значение (4.3.17), сплошной синей линией – численное значение |𝜏ground |, а |𝜏1 | показано красными знаками «+». На Рис. б изображен график приближённой формулы для поправки к
arg 𝜏1 ((4.3.18), последнее слагаемое), а также численное значение этой величины.
2
Формула (4.3.11) не учитывает поправки от аномалии следа тензора энергии-импульса, однако эта по-
правка является величиной следующего порядка малости по малому параметру
𝜆
Λ
ln 𝑀Λuv .
97
Выведем поправки к невозмущённым вакуумным средним (4.3.4). Минимизируя потенциал (4.3.3), получим:
⃒ ⃒2
⃒ ⃒2
𝑖𝐷 + ⃒𝜏 ⃒
⃒𝜏 ⃒ = Λ2
2𝛽ren = ln
=
0
⇒
𝑖𝐷
+
2
Λ
⃒2
⃒
⃒𝜏 − 𝜆(̃︀
𝜇)⃒
𝑚2𝐺
|𝜏 | ln
+ cos(arg 𝜏 )𝜆(̃︀
𝜇) ln 2 = 0
Λ2
Λ
2
𝑚arg 𝜏
𝑚2
− sin(arg 𝜏 ) 𝜆|𝜏 | ln 𝐺
+
(arg 𝜏 − arg 𝜏𝑘SUSY ) = 0
2
Λ
2
В приближении малых 𝜇
̃︀ легко найти приближённое решение:
(︀
)︀ 1
𝑚2
|𝜏 | ≈ Λ − cos arg 𝜏𝑘SUSY 𝜆 ln 𝐺
2
Λ2
arg 𝜏 ≈
arg 𝜏𝑘SUSY
+ sin
(︀
arg 𝜏𝑘SUSY
)︀ 2𝜆Λ
𝑚2𝐺
ln 2
𝑚2arg 𝜏
Λ
(4.3.12)
(4.3.13)
(4.3.14)
(4.3.15)
(4.3.16)
В частности, вместо 𝜏0 = −Λ получим подправленное значение
𝜏ground
1
𝑚2𝐺
≈ −Λ − 𝜆 ln 2
2
Λ
(4.3.17)
тогда как для первого квазивакуума (4.3.10)
1
𝑚2𝐺
|𝜏1 | ≈ |𝜏ground | ≈ Λ + 𝜆 ln 2
2
Λ
(︂
)︂
2𝜋
2𝜋 𝜆
𝑚2𝐺
arg 𝜏1 ≈ 𝜋 +
−
ln 2
𝑁
𝑁 2Λ
Λ
⏞
⏟
(4.3.18)
unperturbed
где была использована формула (4.3.6) для невозмущённой массы поля 𝜎. Эти
результаты согласуются с численным расчётом, см. Рис. 4.3.
Заметим, что при
𝑚𝐺
𝜆
ln
=1
(4.3.19)
Λ
Λ
из этих приближённых формул следует arg 𝜏1 = 𝜏ground = 𝜋, и квазивакуум,
соответствующий 𝜏1 , исчезает (сливается с основным состоянием). Это свидетельствует о том, что в окрестности точки (4.3.19) может произойти фазовый
переход. Впоследствии мы увидим, что это действительно так, см. Раздел 4.3.3
ниже.
98
Квазивакуум с наибольшей энергией расположен в точке
𝜏high
1
𝑚2𝐺
≈ Λ − 𝜆 ln 2
2
Λ
(4.3.20)
Дальнейший анализ уравнения (4.3.13) показывает, что это решение пропадает
при
2Λ
𝜆=
𝑚2𝐺
Λ2
𝑒 ln
(4.3.21)
что согласуется с (4.3.22). Это свидетельствует о том, что в окрестности критического значения
𝜆crit ∼
Λ
ln
𝑚2𝐺
Λ2
(4.3.22)
распадаются все квазивакуумы (ср. (4.3.19)).
4.3.2
Эффективное действие
Как уже было упомянуто, существует два механизма расщепления энергий
квазивакуумов при ненулевых 𝜇,
̃︀ причём оба ведут к конфайнменту кинков.
Один из них – появление поправок по 𝜇
̃︀ в эффективном потенциале (4.3.3).
За счёт этих поправок расщепляются значения эффективного потенциала в
точках минимумов, что описывается формулой (4.3.11). Во втором механизме участвует постоянное электрическое поле кинков, интерполирующих между квазивакуумами. Фотон 𝐴𝜇 становится динамическим на квантовом уровне
[26]. Ниже мы увидим, что при ненулевых значениях параметра деформации
𝜇
̃︀ у фотона появляется безмассовая компонента. Вследствие этого возникает
линейный кулоновский потенциал, хотя вклад электрического поля в энергию
вакуума гораздо меньше чем (4.3.11). Однако при достаточно больших 𝜇
̃︀ все
𝑁 − 1 𝜎-квазивакуумы распадаются, и расщепление обуславливается исключительно электрическим полем. Это изменение характера расщепления идентифицируется здесь как фазовый переход. В соответствующей точке производная
от (𝐸1 − 𝐸0 ) терпит разрыв.
Вывод эффективного действия
Рассмотрим эффективное действие для 𝜇-деформированной
̃︀
CP(𝑁 −
1)модели (4.1.13), которое может быть получено функциональным интегриро-
99
ванием по полям 𝑛𝑖 и 𝜉 𝑖 в приближении больших 𝑁 . Ослабляя условие того,
что 𝜎 и 𝐷 являются постоянными полями (это условие было использовано в
Разделе 4.2), рассмотрим однопетлевое эффективное действие как функционал,
зависящий от полей векторного супермультиплета.
Рассмотрим окрестность истинного вакуума, для которой Im⟨𝜎⟩ = 0. Бозонная часть действия может быть записана в виде (в пространстве Минковского3 )
∫︁
𝑆eff =
{︃
𝑑2 𝑥
−
1
1
1 2
2
|𝜕
Im
𝜎|
+
|𝜕𝜇 Re 𝜎|2
𝐹
+
𝜇
𝜇𝜈
2
2
2
4𝑒𝛾
𝑒Im 𝜎
𝑒Re 𝜎
− 𝑉 (𝜎) −
√
}︃
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 Im 𝜎 𝐹 * , (4.3.23)
где 𝐹 * – дуальный тензор (скаляр) напряжённости электрического поля,
1
𝐹 * = − 𝜀𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 .
2
(4.3.24)
Такое эффективное действие впервые было представлено для 𝒩 = (2, 2) и 𝒩 =
(0, 2) суперсимметричных CP(𝑁 − 1)моделей в [24]. В представленной здесь
работе это действие обобщено на 𝜇-деформированную
̃︀
CP(𝑁 −1)модель (4.1.13).
Потенциал 𝑉 (𝜎) может быть получен из (4.2.9) исключением поля 𝐷 через
соответствующие вакуумные уравнения.
Коэффициенты перед кинчленами для полей 𝐴𝜇 и 𝜎 конечны после учёта
петлевых поправок, что отражает наблюдение Виттена о том, что эти поля становятся физическими [26]. Последнее слагаемое в (4.3.23) отвечает за 𝐴𝜇 − 𝜎
смешивание и является следствием киральной аномалии. Из-за этого смешивания, казалось бы безмассовые фотон и фаза поля 𝜎 приобретают массу (4.3.6)
уже в невозмущённой теории при 𝜇
̃︀ = 0. Это слагаемое есть в действие также
и после введения деформации.
Коэффициенты этого эффективного действия происходят из петлевых поправок. Рассмотрим низкие энергии, когда внешние импульсы малы. Всего имеем несколько вкладов. Перенормировка фотонной волновой функции происходит из диаграммы на Рис. 4.4а, а также из такой же диаграммы с бозонной
3
В данном разделе теория рассматривается в пространстве-времени Минковского с метрикой 𝑔 𝜇𝜈 =
diag{+, −} и тензором Леви-Чивиты с 𝜀01 = −𝜀01 = +1. В Приложении А более подробно обсуждаются
обозначения и связь евклидовой формулировки и теории поля в пространстве Минковского.
100
(а) Перенормировка волновой
(б) Перенормировка волновой
функции фотона
функции скалярного поля
(в) 𝐴𝜇 − 𝜎 смешивание
Рис. 4.4: Вклады в эффективное действие
петлёй. Перенормировки волновых функций Re 𝜎 и Im 𝜎 даются диаграммами
на Рис. 4.4б и соответствующей бозонной диаграммой. Наконец, смешивающее
слагаемое происходит из диаграммы на Рис. 4.4в. Для масс (4.1.3) и вакуума с
Im⟨𝜎⟩ = 0 нормировочные множители даются следующими формулами:
[︃
(︀√
)︀2 ]︃
2
𝑁
−1
2
∑︁
𝑀
+
2
(Im
𝑚
)
1
1 𝜉𝑘
1
2 2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑘
𝑘
,
=
+
𝑒2Re 𝜎
4𝜋
3
𝑀𝜉4𝑘
3
𝑚4𝑛𝑘
𝑘=0
[︃
]︃
2
𝑁
−1
2
2
∑︁
1
1
1 3𝑀𝜉𝑘 − 2 (Im 𝑚𝑘 )
2 (Im 𝑚𝑘 )
,
=
+
𝑒2Im 𝜎
4𝜋
3
𝑀𝜉4𝑘
3 𝑚4𝑛𝑘
𝑘=0
(4.3.25)
]︃
[︃
𝑁
−1
1
1 ∑︁ 1 1
2 1
=
+
,
𝑒2𝛾
4𝜋
3 𝑚2𝑛𝑘 3 𝑀𝜉2𝑘
𝑘=0
𝑁
−1 √
1 ∑︁ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(̃︀
𝜇)
𝑏𝛾,Im 𝜎 =
.
2
2𝜋
𝑀𝜉𝑘
𝑘=0
Здесь, 𝑀𝜉2𝑘 и 𝑚2𝑛𝑘 – массы полей 𝜉𝑘 и 𝑛𝑘 соответственно:
√
⃒2
𝜇)⃒
𝑀𝜉2𝑘 = | 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(̃︀
⃒√
⃒2
𝑚2𝑛 = 𝑖⟨𝐷⟩ + 𝜐(̃︀
𝜇)Δ𝑚𝑘 + ⃒ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 ⃒
𝑘
Детали этого расчёта приведены в Приложении В.
(4.3.26)
101
Следующий шаг – диагонализация массовой матрицы фотона и 𝜎-поля в
действии (4.3.23), см. следующий подраздел. Как уже было упомянуто, из такой диагонализации следует, что при введении деформации фотон приобретает
безмассовую компоненту. Эта компонента ответственна за постоянное электрическое поле в квазивакуумах. Данное электрическое поле приводит ко второму
механизму расщепления квазивакуумов; соответствующий вклад даётся формулой (4.3.36). Этот эффект мал при небольших 𝜇
̃︀ и становится доминирующим,
когда 𝜇
̃︀ выше точки фазового перехода. В следующем разделе этот результат
также будет получен из других соображений.
Масса фотона
Теперь диагонализуем массовую матрицу поля фотона и 𝜎-поля в (4.3.23).
Это даст нам массу фотона4 . Для этого, запишем голые пропагаторы для полей Im 𝜎 и 𝐴𝜇 , которые следуют непосредственно из (4.3.23) (в пространстве
Минковского):
𝜇 𝜈
𝐺0𝛾
𝐺0Im 𝜎
𝑔 𝜇𝜈 − 𝑘 𝑘𝑘2
=
𝑘2
𝑖
1
= − 𝑒2Im 𝜎 2
2
𝑘 − 𝛿𝑚2Im 𝜎
−𝑖 𝑒2𝛾
(4.3.27)
где принята калибровка Ландау, и 𝛿𝑚2Im 𝜎 – вклад в массу поля Im 𝜎 из потенциала 𝑉 (𝜎) в (4.3.23). В окрестности истинного вакуума (4.3.17) имеем:
𝛿𝑚2Im 𝜎 ≈ 4𝜆Λ ln
𝑚𝐺
.
Λ
(4.3.28)
При больших 𝜇,
̃︀ 𝛿𝑚2Im 𝜎 ∼ 𝜆2 ln 𝑚𝐺 /Λ, см. раздел 4.3.4.
Рассмотрим пропагатор фотона. Итерируя вставки скаляра Im 𝜎, как пока4
Заметьте, что механизм возникновения массы в настоящей модели не является механизмом Хиггса. В
частности, нет никакого безмассового голдстоуновского поля. Тем не менее, теория калибровочно инвариантна. Подробное объяснение этого обстоятельства приводится в Приложении Г.
102
Рис. 4.5: Вклады в фотонный пропагатор
зано на Рис. 4.5, получим полный фотонный пропагатор,
̂︀𝛾 = 𝐺0𝛾
𝐺
=
1
𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎
1 − 𝑘2 −𝛿𝑚2
Im 𝜎
(︂
)︂
𝑘𝜇𝑘𝜈
2
𝜇𝜈
−𝑖 𝑒𝛾 𝑔 − 2
𝑘
𝑘 2 − 𝛿𝑚2Im 𝜎
𝑘2
(︁
)︁
2
2
2
2
2
𝑘 − 𝛿𝑚Im 𝜎 − 𝑒𝛾 𝑒Im 𝜎 𝑏𝛾,Im 𝜎
)︃
)︂ (︃
(︂
𝜇 𝜈
1
1
𝑘 𝑘
𝐴 2 + (1 − 𝐴) 2
= −𝑖 𝑒2𝛾 𝑔 𝜇𝜈 − 2
2
𝑘
𝑘
𝑘 − 𝛿𝑚Im 𝜎 − 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎
(4.3.29)
где коэффициент
𝐴=
𝛿𝑚2Im 𝜎
𝛿𝑚2Im 𝜎 + 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎
(4.3.30)
возрастает от 0 до 1 когда 𝜇
̃︀ изменяется от нуля до бесконечности. Мы видим,
что при ненулевых 𝜇
̃︀ у фотона появляется безмассовая компонента. В суперсимметричном случае (при 𝜇
̃︀ близких к нулю) коэффициент 𝐴 зануляется, и
остаётся только массивная компонента. Заметим, что число физических степеней свободы не меняется, т.к. у безмассового фотона в двумерии нет физических
степеней свободы. При больших 𝜇
̃︀ массивная компонента становится тяжёлой
и отщепляется (𝐴 → 1). При этом фотон полностью становится безмассовым,
как в несуперсимметричной CP(𝑁 − 1)модели.
Подобное вычисление для пропагатора Im 𝜎 даёт
̂︀Im 𝜎 = 𝐺0Im 𝜎
𝐺
1
1−
= −𝑖 𝑒2Im 𝜎
𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎
𝑘 2 −𝛿𝑚2Im 𝜎
𝑒2𝛾
1
𝑘 2 − 𝛿𝑚2Im 𝜎 − 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎
(4.3.31)
Как и в работе [26], мы видим, что казалось бы безмассовая фаза поля 𝜎 при-
103
обретает массу
𝑚2arg 𝜏 = 𝛿𝑚2Im 𝜎 + 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎 .
(4.3.32)
Этот эффект учитывается дополнительным слагаемым (4.3.5) в эффективном
потенциале (4.3.3). При 𝜇
̃︀ = 0 𝛿𝑚2Im 𝜎 = 0 и масса фазы 𝜎 сводится к (4.3.6).
Рассмотрим главную поправку при больших 𝜆. Для основного состояния (4.3.17)
при Δ𝑚 = 0 имеем
1
𝑒2Im 𝜎
𝑁
≈
4𝜋Λ2
(︂
)︂
(︂
)︂
𝜆 𝑚𝐺
1
𝑁
4 𝜆 𝑚𝐺
ln
1 − 2 ln
,
≈
1−
,
Λ
Λ
𝑒2𝛾
4𝜋Λ2
3Λ
Λ
(︂
)︂
𝜆 𝑚𝐺
𝑁
1 − ln
,
𝑏𝛾,Im 𝜎 ≈ −
2𝜋Λ
Λ
Λ
и, поэтому,
(︂
)︂
7
𝜆
𝑚
𝐺
𝑚2arg 𝜏 ≈ 4Λ2 1 +
ln
.
(4.3.33)
3Λ
Λ
Рассмотрим подробнее пропагатор фотона (4.3.29) в пределе малых 𝜇.
̃︀ Имеем
𝜆 𝑀
ln ,
Λ
Λ
и для безмассовой части фотонного пропагатора:
𝐴≈
(4.3.34)
𝜇 𝜈
̂︀𝛾,massless
𝐺
𝑔 𝜇𝜈 − 𝑘 𝑘𝑘2 4𝜋
𝑀
= −𝑖
𝜆Λ
ln
𝑘2
𝑁
Λ
(4.3.35)
Из данной функции Грина можно рассчитать электрическое поле, которое испускается кинком с электрическим зарядом +1, и тем самым вычислить расщепление уровней энергий вакуумов как
2𝜋
1 2
=
𝐸1 − 𝐸0 = 2 𝐹01
2𝑒𝛾
𝑁
(︂
)︂2
𝑀
𝜆 ln
Λ
(4.3.36)
Кулоновский потенциал и энергия вакуума
В этом разделе рассматривается формирование постоянного электрического поля в квазивакуумах. Это рассмотрение обобщает метод, разработанный
Виттеном в [26] для 𝒩 = (2, 2) суперсимметричной CP(𝑁 − 1)модели.
Рассмотрим эффективное действие (4.3.23) с учётом пробных материальных
зарядов,
∫︁
𝑆eff =
}︂
√
1 2
*
𝜇
𝑑 𝑥 − 2 𝐹𝜇𝜈 − 2 𝑏𝛾,Im 𝜎 Im 𝜎 𝐹 + 𝑗𝜇 𝐴 ,
4𝑒𝛾
2
{︂
(4.3.37)
104
Пусть ток материи представлен кинком, локализованным около точки 𝑥 = 𝑥0
с электрическим зарядом +1, тогда 𝑗𝜇 = (𝛿(𝑥 − 𝑥0 ), 0). Кроме того, 𝐹 * =
− 21 𝜀𝜇𝜈 𝐹𝜇𝜈 = 𝜕0 𝐴1 − 𝜕1 𝐴0 .
Уравнение Эйлера-Лагранжа для фотонного поля может быть записано как
√
1
(4.3.38)
− 2 𝜕𝑥 ℰ − 2 𝑏𝛾,Im 𝜎 𝜕𝑥 Im 𝜎 = −𝑗0 ,
𝑒𝛾
где
ℰ = 𝐹01
(4.3.39)
есть напряжённость электрического поля. Производя интегрирование по пространственной координате, получим
√
1
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 (Im 𝜎(∞) − Im 𝜎(−∞)) = 1
(ℰ(∞)
−
ℰ(−∞))
+
𝑒2𝛾
(4.3.40)
В суперсимметричном случае 𝜇
̃︀ = 0 фотон имеет массу, так что постоянное
электрическое поле отсутствует: ℰ(∞) = ℰ(−∞) = 0. Поэтому
√
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 (Im 𝜎(∞) − Im 𝜎(−∞)) = 1
Так как
𝑏𝛾,Im 𝜎 =
1 𝑁
,
2𝜋 Λ
(4.3.41)
(4.3.42)
(см. (4.3.25) для 𝜇
̃︀ = 0), имеем
√
Λ
(4.3.43)
2(Im 𝜎(∞) − Im 𝜎(−∞)) = 2𝜋 .
𝑁
Если подставить сюда положение истинного вакуума 𝜏 (−∞) = −Λ, становится
очевидно, что эта формула – лишь приближение для
2𝜋𝑖
𝜏 (∞) = −Λ𝑒 𝑁 ,
(4.3.44)
т.е. для вакуумного среднего 𝜎 в первом квазивакууме, см. (4.3.10). Этот результат для случая 𝒩 = (2, 2) , давно полученный Виттеном [26], показывает
наличие 𝑁 вакуумов, а также кинков, интерполирующих между ними.
Обобщим этот результат на случай небольших деформаций. Рассмотрим
уравнение (4.3.40) для кинка, интерполирующего между основным состоянием (4.3.17) на 𝑥 = −∞ и первым квазивакуумом (4.3.18) при 𝑥 = +∞. Полагая
ℰ(−∞) = 0, из (4.3.40) получим
√
1
ℰ(∞)
+
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 (Im 𝜎(∞) − 𝜋) = 1
𝑒2𝛾
(4.3.45)
105
Используя (4.3.18) и (4.3.42) получим для напряжённости электрического поля
ℰ(∞) = 𝑒2𝛾
𝜆 𝑚𝐺
ln
.
Λ
Λ
(4.3.46)
Отсюда видно, что теперь кинк всё-таки является источником постоянного
электрического поля. Из этого получается вклад в расщепление между первым
квазивакуумом и истинным вакуумом,
𝑚𝐺 )︁2
1 2 2𝜋 (︁
𝜆 ln
(𝐸1 − 𝐸0 )|ℰ = 2 ℰ =
2𝑒𝛾
𝑁
Λ
(4.3.47)
Этот результат совпадает с (4.3.36), полученным из диагонализации члена фотон-𝜎. При малых 𝜇,
̃︀ соответствующий вклад мал по сравнению с 𝜎расщеплением из (4.3.11).
4.3.3
Фазовый переход второго рода
Из всего вышесказанного следует, что вакуумная энергия (а точнее, расщепление между основным состоянием и первым квазивакуумом) происходит
от двух вкладов, зависящих от параметра
𝜔=
𝜆(̃︀
𝜇) 𝑚𝐺
ln
Λ
Λ
(4.3.48)
Первый вклад происходит от разницы значений эффективного потенциала
между разными точками минимумов 𝜎𝑖 , см. (4.3.11). При включении параметра
𝜔 (т.е. для ненулевых значений параметра деформации 𝜇),
̃︀ этот вклад растёт
сперва линейно по 𝜔, а затем обрывается до нуля, когда соседний локальный
минимум по 𝜎 пропадает.
Второй вклад обусловлен электрическим полем заряженных кинков, интерполирующих между квазивакуумами, см. (4.3.36) и (4.3.47). Этот вклад вначале
растёт как 𝜔 2 , а в точке, где ближайший квазиминимум по 𝜎 исчезает, электрическое поле «подпрыгивает»5 до значения, насыщающего (4.3.40).
Эти два вклада терпят разрыв при одном и том же значении параметра
деформации, и это критическое значение и есть точка фазового перехода. Оно
5
Это «подпрыгивание» не видно из рассмотрения пропагатора (4.3.36), т.к. это рассмотрение справедливо
только пертурбативно вблизи истинного вакуума, и не учитывает наличие других квазивакуумов по 𝜎.
106
0.000
0.30
0.25
0.334
0.669
1.003
1.338
Potential splitting, numerical
Potential splitting, approximation
Electric kink equation
Full splitting
4 E1 E0
2
N
0.20
0.15
0.10
0.05
0.00
0.000
0.025
0.050
0.075
0.100
/
0.125
0.150
0.175
0.200
Рис. 4.6: Различные вклады в энергию вакуума. По вертикальной оси отложена величина
расщепления 𝐸1 − 𝐸0 . Значения параметра деформации 𝜇
̃︀ отложены на нижней горизонтальной оси (в единицах Λ), а на верхней – параметр 𝜔 (4.3.48). Зелёными кружочками показан
вклад от электрического поля (решение уравнения (4.3.40), которое ниже точки фазового перехода даётся формулой (4.3.47)), значками «+» показано расщепление от потенциала
(4.3.3) (прерывистой синей линией показано приближение (4.3.11)). Сплошная красная линия обозначает сумму этих двух вкладов. Фазовый переход возникает при 𝜔 ≈ 1, где график
полной энергии терпит излом. Данная модель не даёт точных результатов в окрестности точки фазового перехода, поэтому к этой приходится экстраполировать с двух сторон (красная
прерывистая линия).
соответствует 𝜔𝑐 ∼ 1, т.е. (см. (4.3.22) и (4.3.19))
𝜆crit = 𝜆(̃︀
𝜇crit ) ∼
Λ
ln
𝑚2𝐺
Λ2
.
(4.3.49)
Полная энергия вакуума даётся суммой этих двух вкладов, и из общих соображений можно ожидать, что она меняется непрерывно. Скорее, разрывной
является её первая производная, и фазовый переход – второго рода. Численный
расчёт это подтверждает, см. Рис. 4.6. В точке, где квазивакуум пропадает, эти
107
два вклада терпят разрывы, величины которых в точности компенсируют друг
друга, так что полная энергия остаётся непрерывной. Однако, следует отметить,
что точность используемого здесь метода недостаточна для изучения близкой
окрестности фазового перехода. Дело в том, что формула для потенциала на
arg 𝜏 (4.3.5) справедлива только в окрестностях минимумов (4.3.4), и точная
форма этого потенциала между двумя соседними минимумами неизвестна.
При малых деформациях, главным вкладом в энергию вакуума является
расщепление по 𝜎 (4.3.11). После фазового перехода вакуумная энергия определяется исключительно электрическим полем кинка. Как обсуждалось в Разделе 4.1.1, именно электрическое поле ответственно за расщепление уровней энергий квазивакуумов в несуперсимметричной CP(𝑁 −1)модели. Это согласуется с
предыдущими результатами, т.к. пр больших 𝜇
̃︀ выше точки фазового перехода
рассматриваемая теория становится несуперсимметричнойCP(𝑁 − 1)моделью.
В заключение отметим, что параметр 𝜔, имеющий значение для расщепления квазивакуумов, усилен большим логарифмом ln 𝑚𝐺 /Λ ≫ 1. Поэтому фазовый переход происходит при 𝜇
̃︀𝑐 ∼ 𝜆𝑐 в соответствии с (4.3.49), что намного
меньше 𝜇
̃︀ ∼ Λ. Это – очень маленькие величины в сравнении с 𝑚𝐺 , т.к. мы
предполагаем, что 𝑚𝐺 ≫ Λ для того, чтобы четырёхмерная теория находилась
в режиме слабой связи. При таких значениях параметра деформации 𝜇
̃︀ теория
находится гораздо ниже масштаба, на котором отщепляются поля присоединённого представления в четырёхмерной теории, а именно 𝜇
̃︀ ≫ 𝑚𝐺 . В частности,
масштаб Λ теории на мировой поверхности ближе к Λ4𝑑 , а не к асимптотическому значению (4.1.27) для больших 𝜇.
̃︀
4.3.4
Большие деформации
При увеличении параметра деформации 𝜇,
̃︀ масса фермиона 𝜆 приближается к УФ масштабу обрезания 𝑚𝐺 , и можно ожидать, что фермионы становятся очень тяжёлыми и отщепляются, тем самым выходя из динамики. Таким образом, рассматриваемая теория должна перейти в несуперсимметричную CP(𝑁 − 1)модель (4.1.1). Вакуумное среднее поля 𝜏 должно стать равным
нулю.
Это может быть проверено явно при помощи эффективного потенциала
(4.3.3). Действительно, предположим, что 𝜏 ≪ 𝜆 ∼ 𝑚𝐺 . Раскладывая (4.3.3),
108
Veff
|EUV|
||
109
0.0
Numerical
Approximation
107
0.2
105
0.4
103
0.6
101
10
0.8
1
1.0
100
102
104
106
108
0
1010
2 109
5 109
7 109
(а) Вакуумное среднее поля 𝜏 как функция (б) Энергия вакуума как функция параметра
параметра 𝜇,
̃︀ двойной логарифмический мас- 𝜇,
̃︀ логарифмический масштаб
штаб
Рис. 4.7: Результаты численного расчёта вакуумного среднего поля 𝜏 и энергии вакуума при
больших деформациях 𝜆 ≫ Λ2𝑑 . На Рис. а изображено вакуумное среднее 𝜏 . Прерывистой
линией показано приближённое значение (4.3.51), сплошной – точное значение. Из графика
видно, что значение 𝜏 действительно равно нулю при 𝜆(̃︀
𝜇) = 𝑚𝐺 . На Рис. б изображена 𝐸vac .
Прерывистой линией показано асимптотическое значение 𝐸UV (4.3.52). При расчёте было
принято, что 𝑚𝐺 /Λ = 1010
получим
[︃
⃒ ⃒2 ]︃
⃒
⃒
𝑖𝐷 + ⃒𝜏 ⃒
𝑁
𝑁 ⃒ ⃒2
1
−
ln
𝜏
𝒱eff =
𝑖𝐷 1 − ln
+
4𝜋
Λ2
4𝜋
𝑚2𝐺
(︂
)︂
𝑁
𝜆2
𝑁 2
𝜆2
−
· 2 Re 𝜏 · 𝜆 ln 2 − 𝜆 1 − ln 2
4𝜋
𝑚𝐺 4𝜋
𝑚𝐺
[︃
⃒ ⃒2 ]︃
𝑖𝐷 + ⃒𝜏 ⃒
(4.3.50)
Минимизируя этот потенциал, получим
𝜏 ≈ −𝜆
ln(𝑚𝐺 /𝜆)
.
ln(𝑚𝐺 /Λ)
(4.3.51)
Это приближение оказывается довольно точным, см. Рис. 4.7а. Когда 𝜆 приближается к масштабу УФ обрезания 𝑚𝐺 , вакуумное среднее 𝜏 стремится к нулю.
Первое слагаемое в (4.3.50) превращается в эффективный потенциал несуперсимметричной CP(𝑁 − 1)модели, в то время как последнее слагаемое приводит
к сдвигу вакуумной энергии. При 𝜆 = 𝑚𝐺 , энергия вакуума становится равной
𝐸vac, UV =
)︀
𝑁 (︀ 2
Λ − 𝑚2𝐺 .
4𝜋
(4.3.52)
109
Эти результаты находятся в согласии с теоремой Аппельквиста-Караццоне [71],
согласно которой эффекты тяжёлых полей ограничиваются некоторой перенормировкой физических величин. Заметим, что т.к. суперсимметрия на мировой
поверхности явно нарушена массой фермионов, значение вакуумной энергии не
обязано быть неотрицательным.
Значение энергии вакуума, приведённое выше, является квантовой поправкой к классической формуле для натяжения неабелевой струны. Последнее было выведено в Главе 2 см. (2.3.17). С учётом (4.3.52) натяжение может быть
записано как
)︀
𝑁 (︀ 2
2𝜋 𝑚2𝐺
Λ − 𝑚2𝐺 ,
𝑇 = 𝑚2 2 +
4𝜋
ln 𝐺2 𝑔
(4.3.53)
𝑚
Видно, что второе слагаемое здесь – лишь 𝑂(𝑔 2 ) поправка к классической формуле.
При промежуточных значениях массы 𝜆 данную модель удалось исследовать лишь численно. Результаты представлены на Рис. (4.7), где показана зависимость ⟨𝜎⟩ и 𝐸vac от массы тяжёлых фермионов 𝜆. Из них видно, что действительно, вакуумное среднее поля 𝜏 равно нулю при очень больших 𝜆. Заметим
также, что ⟨𝑖𝐷⟩ < 0 в большом интервале значений 𝜆, но это не ведёт к нестабильностям, т.к. в соответствии с (4.3.12), масса поля 𝑛 всегда положительна.
4.3.5
Случай ненулевых разностей масс
Результаты, полученные в предыдущих разделах, обобщаются на случай
Δ𝑚𝑖0 ̸= 0. Рассмотрим массы на окружности (4.1.3), тогда радиус Δ𝑚 будет
играть роль масштаба масс рассматриваемой модели.
Если зафиксировать некоторое значение Δ𝑚 и начать увеличивать 𝜇
̃︀ (и,
тем самым, 𝜆(̃︀
𝜇)), в рассматриваемой модели наблюдается схожее со случаем
Δ𝑚 = 0 поведение. При 𝜇
̃︀ = 0 суперсимметрия не нарушена, и имеются 𝑁 вырожденных вакуумов. При ненулевых деформациях вырождение снимается, и
в конечном итоге все квазивакуумы распадаются, что говорит о фазовом переходе. Набор точек фазового перехода представляет собой кривую на плоскости
(𝜇, Δ𝑚), см. Рис. 4.8.
Качественно, ничего нового мы здесь не видим. Однако, если масштаб масс
Δ𝑚 достаточно велик, происходит фазовый переход из сильной связи в слабую
110
Strong1 - Strong2
Strong - Higgs
0.14
0.12
0.10
0.08
0.06
0.04
0.02
0.0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
m
Рис. 4.8: Линия фазового перехода между двумя режимами сильной связи (сплошная синяя). Прерывистая линия соответствует фазовому перехода между режимом сильной связи
и хиггсовской фазой, см. Раздел 4.4.2. Результат численного расчёта при 𝑁 = 16.
– т.н. «хиггсовскую» фазу. Это послужит предметом исследования следующего
раздела.
4.4
Хиггсовская фаза
Когда масштаб масс Δ𝑚 превышает некоторое критическое значение, рас-
сматриваемая в данной работе теория находится в Хиггсовской фазе. Эта фаза характеризуется ненулевым вакуумным средним поля 𝑛. В режиме очень
слабой связи для нахождения вакуумных конфигураций можно использовать
классический лагранжиан (4.1.13),
√
𝑛20 = 2𝛽 ,
2𝜎 = 𝑚0 ,
𝑖𝐷 = 0 .
(4.4.1)
Классическая энергия вакуума равна нулю.
В суперсимметричном случае 𝜇
̃︀ = 0 эта формула для 𝜎 является точной (в
пределе больших 𝑁 ). Более того, при очень больших Δ𝑚 константа связи 1/𝛽
мала (заморожена на масштабе Δ𝑚), и квантовые поправки к классическому
решению (4.4.1) малы.
Однако, при ненулевых 𝜇
̃︀ и для Δ𝑚 & Λ, ситуация становится несколько
более сложной, так как классическое приближение уже не является надёжным.
Вообще говоря, у решения (4.4.1) есть поправки порядка Λ/Δ𝑚 и 𝜇/Λ.
̃︀
Для
111
исследования модели следует работать с квантовыми уравнениями (4.2.12) (4.2.14), и большинство результатов, представленных в данном разделе, были
получены из численного расчёта
| 2
0.6
m0 |
Numerical
Approximate
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
0
20
Рис. 4.9: Вакуумное среднее поля 𝜏 =
40
60
80
100
m
√
2𝜎 −𝑚0 как функция масштаба масс Δ𝑚. Сплошной
линией показано точное значение, звёздочками – приближённое (4.4.2). Здесь, 𝜇
̃︀ = Λ, 𝑁 =
√
16. Можно видеть, что при увеличении Δ𝑚 вакуумное среднее поля 2𝜎 приближается к
классическому значению 𝑚0 .
Во-первых, следует проверить, что однопетлевой потенциал (4.2.9) согласуется с классическим пределом. Рассмотрим предел больших Δ𝑚 ≫ Λ при некотором фиксированном значении 𝜇.
̃︀ Раскладывая вакуумные уравнения (4.2.12) (4.2.14) по степеням Λ/Δ𝑚, получим приближённое значение вакуумного среднего
√
𝑚𝐺
ln Δ𝑚
2𝜎 − 𝑚0 ≈ −𝜆(̃︀
𝜇) Δ𝑚 .
ln Λ
(4.4.2)
На Рис. 4.9 представлены результаты расчёта вакуумного среднего поля 𝜎.
Видно, что формула (4.4.2) является хорошим приближением ( см. также Рис.
√
4.11а). При больших Δ𝑚 действительно 2𝜎 ≈ 𝑚0 .
4.4.1
Квазивакуумы
Решение (4.4.1) описывает лишь одно из возможных вакуумных состояний
хиггсовской фазы. В суперсимметричном случае 𝜇
̃︀ = 0 есть 𝑁 вырожденных
112
|n|2 =
6.8
4 Evac
N 2
ren
Ground state
First quasivacuum
Ground state
First quasivacuum
300
6.6
250
6.4
200
150
6.2
100
6.0
Transition point
0.0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
50
0
0.0
3.5
Transition point
0.5
(а) |𝑛|2
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
(б) Энергия (квази)вакуума
Рис. 4.10: Пример фазового перехода с исчезновением кинков. Сплошная синяя линяя относится к истинному основному состоянию 𝑖0 = 0, прерывистая оранжевая линия представляет
первый квазивакуум 𝑖0 = 1. Значение параметра деформации 𝜇
̃︀ отложено на горизонтальной
оси (в единицах Λ), положение точки фазового перехода показано стрелкой. Оба графика
получены численным расчётом при Δ𝑚/Λ = 10, 𝑁 = 16
вакуумов, как диктуется индексом Виттена. В [69] было показано, что при больших Δ𝑚 теория находится в хиггсовской фазе, и вакуумное среднее одной из
компонент 𝑁 -плета 𝑛𝑖 отлично от нуля. Соответствующие вакуумные средние
равны
√
⟨ 2𝜎⟩ = 𝑚𝑖0 ,
⟨|𝑛𝑖0 |2 ⟩ = 2𝛽 ,
𝑖0 = 0 , . . . , 𝑁 − 1
(4.4.3)
Кроме того, между этими вакуумами интерполируют кинки.
При введении деформации 𝜇
̃︀ эти вакуумы расщепляются, и при малых 𝜇
̃︀
имеется одно истинное основное состояние (4.4.1) и 𝑁 − 1 квазивакуумов. Для
начала, рассмотрим эту картину с точки зрения классического лагранжиана
(4.1.13). Классический потенциал равняется
⃒2
∑︁
(︀ 𝑖
)︀ ∑︁ ⃒⃒√
⃒
𝑖 2
Re Δ𝑚𝑖0 |𝑛𝑖 |2
𝒱cl (𝑛, 𝜎, 𝐷) = 𝑖 𝐷 𝑛
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽 +
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛 | + 𝜐(𝜇)
𝑖
𝑖
Выведем спектр масс в окрестности (квази)вакуума
√
(4.4.4)
2𝜎 = 𝑚𝑖0 для некоторого
𝑖0 . В такой окрестности величины 𝑛𝑖 , 𝑖 ̸= 𝑖0 малы, в то время как
𝑛𝑖0 =
√︀
2𝛽 + 𝛿𝑛𝑖0
(4.4.5)
113
| 2
7
6
m0 |
| 2
Numerical, ground state
Approximation
m0 |
108
5
106
4
104
3
102
2
1
0
0.0
100
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
102
√
(а) | 2𝜎 − 𝑚0 | при малых 𝜇.
̃︀
Рис. 4.11: Вакуумное среднее поля
104
106
108
1010
√
(б) | 2𝜎 − 𝑚0 | при больших 𝜇.
̃︀
√
2𝜎 − 𝑚0 на разных масштабах. На рис. а показа-
ны малые 𝜇.
̃︀ Сплошная синяя линия представляет численный расчёт, зелёные звёздочки –
приближённое значение (4.4.2). На Рис. б показано поведение при больших 𝜇
̃︀ (в двойном
логарифмическом масштабе). Можно видеть, что при 𝜇
̃︀ → 𝑚𝐺 действительно выполняется
√
10
2⟨𝜎⟩ → 𝑚0 . Фиксировано Δ𝑚/Λ = 10, 𝑚𝐺 /Λ = 10 , 𝑁 = 16
Из 𝐷-условия получим
𝛿𝑛𝑖0 ≈ −
1 ∑︁ 𝑖 2
|𝑛 |
2 · 2𝛽
(4.4.6)
𝑖̸=𝑖0
и потенциал (4.4.4) становится
∑︁
∑︁
2
𝑖 2
𝒱cl ≈
|𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 | |𝑛 | + 𝜐(𝜇)
Re(𝑚𝑖 − 𝑚0 )|𝑛𝑖 |2
𝑖̸=𝑖0
𝑖̸=𝑖0
− 𝜐(𝜇) Re(𝑚𝑖0 − 𝑚0 )
∑︁
|𝑛𝑖 |2
(4.4.7)
𝑖̸=𝑖0
=
∑︁
[︀
]︀
|𝑛𝑖 |2 |𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 |2 + 𝜐(𝜇) Re(𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 )
𝑖̸=𝑖0
так что масса возбуждения 𝑛𝑖 равняется
𝑀𝑖2 = |𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 |2 + 𝜐(𝜇) Re(𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 )
(4.4.8)
Если бы 𝑀𝑖2 обратилось в ноль для некоторого 𝑖, это бы означало что рассматриваемый вакуум становится нестабильным. Это происходит для каждого
𝑖0 ̸= 0 при достаточно сильной деформации, т.к. в этом случае найдётся такой
𝑖 что Re(𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 ) < 0.
114
200
175
150
/
200
Numerical
Classical approximation
Quantum, approximation
175
150
125
125
100
100
75
75
50
50
25
25
20
40
60
80
100
m
(а) Согласие с классической формулой (4.4.9),
/
Numerical
Classical approximation
Quantum, approximation
20
40
60
80
100
m
(б) Наличие 𝜆 усиливает эффект
если положить 𝜆 = 0
Рис. 4.12: Линия фазового перехода с исчезновением кинков. Δ𝑚 по горизонтальной оси,
𝜇
̃︀ по вертикальной. Сплошной синей линией показан результат численного расчёта кривой,
на которой распадается последний квазивакуум, и выше которой остаётся только одно вакуумное состояние. Оранжевые кружки соответствуют классической формуле (4.4.9), зелёные
знаки «+» – квантовому приближению (4.4.11). Рис. а показывает, что если искусственно
̃︀0 = 0, получается хорошее согласие с клас«выключить» деформацию фермионной массы, 𝜆
сической формулой (4.4.9). Однако, в действительности мы находимся в ситуации Рис. б, что
лучше описывается формулой (4.4.11)
Для определённости, рассмотрим массы на окружности (4.1.3). Тогда при
выборе вакуума 𝑖0 = 0 имеем Re(𝑚𝑖 − 𝑚0 ) > 0 для всех 𝑖 ̸= 0, и этот вакуум оказывается стабильным (что и ожидалось). Однако можно показать, что
все квазивакуумы 0 < 𝑖0 < 𝑁/2 становятся абсолютно нестабильными, когда
параметр деформации достигает критического значения
(︀ )︀
1 − cos 2𝜋
4𝜋 Δ𝑚
)︁ 𝑁 (︀ )︀ ≈
(︁
(︀ 2𝜋𝑖 )︀
𝜐(𝜇crit,𝑖0 ) = 2Δ𝑚
0
2𝜋(𝑖0 −1)
2𝜋𝑖0
𝑁
sin
cos
−
cos
𝑁
𝑁
𝑁
(4.4.9)
На последнем шаге было использовано приближение больших 𝑁 . Подобное
утверждение справедливо и для квазивакуумов 𝑁/2 < 𝑖0 < 𝑁 , тогда как квазивакуум с номером 𝑖0 = 𝑁/2 (для чётных 𝑁 ) распадается при 𝜐(𝜇crit,𝑁/2 ) = 2 Δ𝑚.
Когда 𝜇
̃︀ превосходит это критическое значение, все квазивакуумы уже распались. В теории остаётся единственное вакуумное состояние и никаких кинков.
Эти квазивакуумы можно увидеть и из однопетлевого потенциала. Следуя
[69], вспомним, что при выводе эффективного потенциала (4.2.9) в качестве 𝑛𝑖 -
115
поля с ненулевым вакуумным средним была выбрана компонента 𝑛 ≡ 𝑛0 . Вместо этого, для изучения квазивакуумов в качестве поля с ненулевым вакуумным
средним можно взять 𝑛𝑖0 , проинтегрировав по всем остальным компонентам 𝑛𝑖 .
Численный расчёт показывает, что в итоге получается эффективный потенциал, у которого есть минимум при небольших деформациях, но эти минимумы
пропадают при больших 𝜇,
̃︀ см. Рис. 4.10. На графике 4.10а это соответствует
тому, что |𝑛|2 резко спадает до нуля вблизи точки фазового перехода. Из Рис.
4.10б видно, что квазивакуумы вырождены при ненарушенной суперсимметрии,
а также что энергия квазивакуума (с учётом квантовых поправок) действительно больше чем энергия основного состояния.
На Рис. 4.12 показана соответствующая кривая раздела фаз. Из графика
видно, что классическая формула (4.4.9) работает только если искусственно
положить 𝜆 = 0 в (4.1.13), но она совершенно не работает, когда масса фермиона получает добавку. Как видно из Рис. 4.12б, тяжёлые фермионы усиливают
эффект распада квазивакуумов.
Можно вывести приближённую формулу, лучше описывающую кривую раздела фаз. Рассмотрим, к примеру, первый квазивакуум 𝑖0 = 1. Тогда в выражении для 𝛽ren (4.2.12) вместо Δ𝑚𝑖0 следует подставить Δ𝑚𝑖1 = 𝑚𝑖 − 𝑚1 . Тогда
Re Δ𝑚01 < 0, и в качестве точки фазового перехода можно приближённо принять точку, в которой 𝛽ren → −∞, т.е.
√
𝑖𝐷 + 𝜐(̃︀
𝜇) Re Δ𝑚01 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 = 0.
(4.4.10)
С помощью (4.1.23), (4.1.24), (4.4.2) и аналога (4.2.13) можно показать, что
фазовый переход происходит при значении параметра деформации
𝜇
̃︀crit ≈
2 Δ𝑚
.
̃︀0 ln 𝑚𝐺 /Δ𝑚
1+𝜆
(4.4.11)
ln Δ𝑚/Λ
При очень больших значениях 𝜇
̃︀ не остаётся ни одного квазивакуума, кроме
единственного основного состояния, и теория на мировой поверхности переходит в несуперсимметричную модель. В этом пределе вакуумное среднее поля
√
2𝜎 снова стремится к 𝑚0 . Действительно, при больших 𝜇
̃︀ мы можем найти
приближённое решение вакуумных уравнений (4.2.12) - (4.2.14), и, используя
116
выражение для Λ (4.1.27), находим
√
Δ𝑚 𝑚2𝐺
𝜇
̃︀
𝜇
̃︀
2𝜎 − 𝑚0 ∼
ln
ln
.
𝜇
̃︀2
Δ𝑚 𝑚𝐺
(4.4.12)
Эта величина обращается в ноль при больших 𝜇.
̃︀ Численный расчёт подтверждает данный вывод, см. Рис. 4.11б.
4.4.2
|n|2 =
Фазовый переход между режимами сильной и слабой связи
1.2
| 2
1.55
1.0
1.50
ren
m|
1.45
0.8
1.40
0.6
1.35
0.4
1.30
0.2
1.25
Transition point
0.0
0.0
0.2
0.4
0.6
(а) |𝑛|2
1.20
0.8
1.0
1.2
m
1.15
0.0
lnmG
0.2
Transition point
0.4
(б)
0.6
√
0.8
1.0
1.2
m
2𝜎 − 𝑚
Рис. 4.13: Фазовый переход между режимами сильной и слабой связи: вакуумные средние.
На графиках показан пример фазового перехода при фиксированных 𝜇/Λ
̃︀
= 0.03, 𝑁 = 16.
Масштаб масс Δ𝑚 отложен по горизонтальной оси. Положение точки фазового перехода
отмечено стрелкой. На Рис. б, пунктирная линия показывает приближённое значение вакуумного среднего (4.3.17). Можно видеть, что характер фазового перехода качественно такой
же, как и в чисто бозонной (4.1.1) и в суперсимметричной (4.1.7) моделях, см. [64, 69].
В работах [64, 69] было обнаружено, что как в несуперсимметричной CP(𝑁 −
1)модели (4.1.1), так и в её суперсимметричной версии (4.1.7) фазовый переход
между режимами сильной и слабой связи происходит при Δ𝑚 = Λ. При больших Δ𝑚 теория находится в области слабой связи (хиггсовская фаза), тогда как
при малых Δ𝑚 – в области сильной связи. Поэтому можно ожидать похожего
поведения в рассматриваемой здесь деформированной модели (4.1.13).
Следуя [64, 69], отождествим кривую этого фазового перехода с кривой,
на которой |𝑛20 | = 2𝛽ren становится отрицательным. Таким образом, мы ищем
117
4 Evac
N 2
0.5
True ground state energy
Strong coupling
Higgs
Transition point
0.0
0.5
1.0
1.5
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
m
Рис. 4.14: Фазовый переход между режимами сильной и слабой связи: энергия вакуума.
Жирной толстой линией показана величина вакуумной энергии основного состояния. Сплошная синяя линия справа от точки фазового перехода отвечает аналитическому продолжению
вакуумной энергии сильной связи в хиггсовскую фазу. Обратно, прерывистая зелёная линия ниже точки фазового перехода показывает есть аналитическое продолжение вакуумной
энергии хиггсовской фазы в режим сильной связи (и соответствует нефизическому «состоянию» с |𝑛|2 < 0). В точке фазового перехода эти кривые касаются друг друга, и |𝑛|2 = 0.
Этот график качественно такой же, как и в чисто бозонной (4.1.1) и суперсимметричной
(гетеротической) (4.1.7) моделях, см. [64, 69]. Фиксированы 𝜇/Λ
̃︀ = 0.03, 𝑁 = 16
решение уравнения
𝛽ren = 0,
(4.4.13)
где 𝛽ren находится по формуле (4.2.12).
В модели с 𝒩 = (2, 2) суперсимметрией при 𝜇
̃︀ = 0 фазовый переход происходит при Δ𝑚 = Λ [69]. Случай 𝜇
̃︀ ̸= 0 несколько сложнее. Автору не удалось
получить явное решение уравнений (4.2.12) - (4.2.14), но можно получить приближённые решения в областях малых и очень больших 𝜇.
̃︀
Начнём с области 𝜇
̃︀ . Λ, и предположим что вакуумное среднее поля 𝜎 принимает только вещественные значения (это предположение верно для основного
состояния). Тогда, используя (4.2.13) и тождество
𝑁
−1
∏︁
𝑘=1
(︂ )︂
𝑁
𝜋𝑘
= 𝑁 −1 ,
sin
𝑁
2
(4.4.14)
118
Numerical
Approximate formula, N=16
Approximate formula, N=
2.00
1.75
1.50
1.25
1.00
0.75
0.50
0.25
0.00
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
m
Рис. 4.15: Линия раздела фаз сильной и слабой связи. Δ𝑚 по горизонтальной, 𝜇
̃︀ по вертикальной оси. Сплошной чёрной линией показан результат численного расчёта при 𝑁 = 16.
Точечная красная линия соответствует приближённой формуле (4.4.17) с 𝑁 = 16. Прерывистая синяя линия соответствует приближённой формуле (4.4.18) при 𝑁 → ∞
можно переписать (4.2.12) как
(︃
(︃
)︃)︃
√
Δ𝑚
1
1
𝜐(̃︀
𝜇) − 2( 2𝜎 − 𝑚0 )
2(𝑁 − 1)
ln
+
ln 𝑁 + ln 1 +
2𝛽ren =
4𝜋
Λ
𝑁 −1
2
2Δ𝑚
(4.4.15)
Приравнивая это выражение к нулю, получим
(︃(︂
)︃
)︂2
√
2
Λ
𝑁 − 𝑁 −1 − 1
𝜐(̃︀
𝜇) − 2( 2𝜎 − 𝑚0 ) = 2Δ𝑚
Δ𝑚
(4.4.16)
При малых деформациях можно пользоваться приближённой формулой 𝜐(̃︀
𝜇) ≈
𝜇,
̃︀ см. (4.1.23). Кроме того, в режиме сильной связи при фиксированном 𝜇
̃︀ вакуумное среднее поля 𝜎 почти не зависит от Δ𝑚 (это точно выполняется в
суперсимметричной и в чисто бозонной CP(𝑁 − 1)моделях), так что для этого
вакуумного среднего можно пользоваться формулой, выведенной для Δ𝑚 = 0
(4.3.17), причём вплоть до точки фазового перехода. Тогда, из (4.4.16) можно
119
вывести уравнение линии раздела фаз:
𝜇
̃︀crit
Λ2 − 2
2
𝑁 𝑁 −1 − Λ − Δ𝑚
Δ𝑚
=
,
̃︀0 ln 𝑚𝐺
1 + 2𝜆
Λ
(4.4.17)
или, устремляя 𝑁 → ∞,
𝜇
̃︀crit =
(2Λ + Δ𝑚) (Λ − Δ𝑚)
(︁
𝑚𝐺 )︁
̃︀
Δ𝑚 1 + 2 𝜆0 ln
Λ
(4.4.18)
Эти формулы являются хорошим приближением линии раздела фаз, см.
Рис. 4.15. Можно видеть, что с ростом 𝜇
̃︀crit соответствующее значение Δ𝑚crit
монотонно убывает. Более того, сравнивая (4.4.17) и (4.4.18), можно проверить
справедливость численного расчёта применительно к описанию предела больших 𝑁 , т.к. численный расчёт проводится, разумеется, при конечном значении
𝑁 6.
В пределе больших деформаций 𝜇
̃︀ ≫ 𝑚𝐺 . Имеем:
2𝛽ren
𝜐(𝜇crit ) Δ𝑚crit + Δ𝑚2crit
𝑁
ln
= 0,
∼
4𝜋
Λ22𝑑
(4.4.19)
где величина Λ2𝑑 экспоненциально мала, как следует из (4.1.22). Из (4.1.23) и
(4.1.27) получаем, с точностью до логарифмического множителя,
(︂
)︂
=1 2
2
(Λ𝒩
)
𝜇
̃︀
𝜇
̃︀
crit
Δ𝑚crit ∼ 4𝑑 2
exp −const crit
,
𝑚𝐺
𝑚2𝐺
(4.4.20)
где было использовано, что Δ𝑚 ≪ 𝑚, Здесь мы снова видим, что Δ𝑚crit монотонно убывает с ростом 𝜇
̃︀crit .
4.5
Фазовая диаграмма двумерной теории
В данной Главе была изучена динамика 𝜇-деформированной CP(𝑁 −
1)модели (4.1.13). Она возникает как теория на мировой поверхности неабелевой струны в 𝒩 = 2 СКХД, деформированной массовым членом 𝜇 материи
в присоединённом представлении. Когда параметр 𝜇
̃︀ мал, двумерная теория
6
В численных расчётах для данной Главы было взято значение 𝑁 = 16. Грубая оценка точности из (4.4.17)
и (4.4.18) даёт 1 − 𝑁 −1/(𝑁 −1) ≈ 0.17, т.е. качественно полученные здесь результаты справедливы.
120
ling d
e
oup
g c minat
ron
St ric do
ct
Ele
Strong coupling
quasivacua
Higgs regime
No kinks
Cascade of
N-1 transitions
Higgs regime
N kinks
Рис. 4.16: Полная фазовая диаграмма (схематично). Δ𝑚 по горизонтальной оси, 𝜇
̃︀ по вертикальной. Каскад 𝑁 − 1 кривых соответствует исчезновению кинков, интерполирующих
между основным состоянием и квазивакуумами. Прерывистые линии проведены из общих
соображений, т.к. 1/𝑁 разложение плохо работает в этой области.
есть 𝒩 = (2, 2) суперсимметричная CP(𝑁 − 1)модель. При увеличении параметра деформации четырёхмерная теория переходят в 𝒩 = 1 СКХД, в то
время как теория на мировой поверхности становится несуперсимметричной 𝜇деформированной CP(𝑁 − 1)моделью. Это происходит из-за того, что фермионные нулевые моды 𝒩 = 2 четырёхмерной теории становятся массивными при
включении 𝜇.
̃︀ Как следствие, при больших 𝜇
̃︀ фермионы на мировой поверхности становятся массивными и отщепляются, оставляя за собой чисто бозонную
CP(𝑁 − 1)модель. В данной Главе этот переход был изучен в приближении
больших 𝑁 .
В рассматриваемой 𝜇-деформированной CP(𝑁 − 1)модели есть два параметра, не зависящих от 𝑁 . Таковыми являются параметр деформации 𝜇
̃︀ (см.
(4.1.18)) и масштаб масс Δ𝑚, причём последний есть не что иное как масштаб
разностей масс кварков четырёхмерной теории. В данной работе была найдена
нетривиальная фазовая диаграмма на плоскости параметров (Δ𝑚, 𝜇),
̃︀ с двумя
фазами сильной связи и двумя хиггсовскими фазами, которые отделены друг
от друга тремя кривыми раздела фаз с двумя трикритическими точками. Эта
121
фазовая диаграмма изображена на Рис. 4.16.
Когда параметр 𝜇
̃︀ стремится к нулю, суперсимметрия не нарушена, и теория может находиться или в режиме сильной связи (при небольших Δ𝑚), или в
хиггсовской фазе (большие Δ𝑚, слабая связь). В обеих фазах в теории имеется 𝑁 вырожденных вакуумов, так что кинки, интерполирующие между этими
вакуумами, не являются невылетающими. В фазе сильной связи при малых
Δ𝑚 поле фотона становится динамическим, и вследствие киральной аномалии
приобретает массу.
При введении деформации бывшие вырожденные вакуумы расщепляются.
В сильной связи остаётся одно истинное основное состояние, а также 𝑁 − 1 квазивакуумов. У фотона появляется безмассовая компонента. Кинки становятся
невылетающими. Когда параметр деформации 𝜇
̃︀ мал, конфайнмент обусловлен разницей энергий 𝜎-квазивакуумов. При увеличении 𝜇
̃︀ в конечном счёте
теория пересекает критическую линию, на которой исходные 𝜎-квазивакуумы
распадаются. После этого расщепление квазивакуумов и невылетание кинков
возникают только из-за постоянного электрического поля.
В хиггсовской фазе при больших Δ𝑚 теория находится в режиме слабой
связи. Вакуумное среднее поля 𝑛 становится ненулевым, поле фотона становится нефизическим и тяжёлым вследствие механизма Хиггса. Если параметр
𝜇
̃︀ достаточно мал, то в теории имеются 𝑁 квазивакуумов с разными энергиями,
и кинки, интерполирующие между соседними квазивакуумами, являются невылетающими. Однако при увеличении параметра 𝜇
̃︀ мы пересекаем критическую
кривую, где (см. например (4.4.9)) квазивакуумы распадаются по одному, и в
итоге в теории остаётся лишь одно основное состояние и никаких кинков.
В настоящей Главе было показано, что результаты, полученные в Главе 2
для 𝜇-деформированной четырёхмерной теории, согласуются с рассмотрением
низкоэнергетической теории на мировой поверхности. Можно перейти на мировой лист в 𝒩 = 2 теории и затем взять предел больших 𝜇,
̃︀ или же сперва ввести
большую деформацию в четырёхмерном пространстве и только потом перейти
к теории на мировой поверхности.
122
Другими словами, следующая диаграмма коммутативна:
4d 𝒩 = 2 SQCD
worldsheet
large 𝜇
̃︀
large 𝜇
̃︀
4d 𝒩 = 1 SQCD
2d 𝒩 = (2, 2) CP(𝑁 − 1)
worldsheet
(4.5.1)
2d 𝒩 = 0 CP(𝑁 − 1)
Однако стоит отметить, что при промежуточных значениях параметра деформации 𝜇
̃︀ строгого вывода теории на мировой поверхности до сих пор нет.
Как уже обсуждалось ранее, кинки теории на мировой поверхности интерпретируются как невылетающие монополи четырёхмерной СКХД. Результаты,
полученные в данной работе, показывают в частности, что при больших 𝜇,
̃︀ когда четырёхмерная теория в принципе становится 𝒩 = 1 суперсимметричной
КХД, монополи остаются только в сильной связи при очень маленьких разностях масс, меньше критического значения (4.4.20). В хиггсовской фазе квазивакуумы распадаются при больших 𝜇,
̃︀ что означает следующее: невылетающие
монополь и антимонополь, образующие «мезон» на струне (см. Рис. 4.1), аннигилируют друг с другом и исчезают. Это подтверждает похожие выводы,
сделанные в Главе 2.
Результаты данной Главы были опубликованы в статье [22] и в выпускной
квалификационной работе [72].
123
ГЛАВА 5
Струнный «барион» в 𝒩 = 2 суперсимметричной
КХД
В предыдущих Главах упор был сделан на 𝒩 = 1 предел в суперсимметричной КХД. В данной Главе будет сделан шаг в «поперечном» направлении. Мы
рассмотрим 𝒩 = 2 теорию в другом специальном случае, когда 𝛽-функция четырёхмерной теории равна нулю, и теория становится суперконформной1 . Такая симметричная постановка задачи позволяет далеко продвинуться и даже
рассчитать спектр адронов (или, по меньшей мере, часть спектра).
5.1
Краткий обзор
В 2015 году в работе [29] была обнаружена неабелев семилокальный вихрь-
струна, теория на мировой поверхности которого является суперконформной и
критической. Такая струна появляется в четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД с калибровочной группой U(𝑁 = 2), 𝑁𝑓 = 4 флейворами кварков, и ФИ слагаемым
[28]. Как следствие расширенной симметрии, калибровочная константа связи в
четырёхмерии перенормируется только на уровне одной петли. При нашем подборе сектора материи (𝑁𝑓 = 2𝑁 ) однопетлевая перенормировка сокращается.
В теории не появляется никакого динамического масштаба2 Λ.
Примерно то же происходит и в теории на мировой поверхности, которая
описывается взвешенной CP моделью (WCP(2, 2)), см. Раздел 1.2 и ниже в
данной главе. В этой теории 𝛽-функция зануляется, а полный центральный
заряд Вирасоро является критическим [29]. Это происходит из-за того, что
кроме четырёх трансляционных модулей, у рассматриваемой здесь неабелевой
1
2
На самом деле, она не совсем конформна; это будет объяснено ниже.
Однако, конформная инвариантность четырёхмерной СКХД нарушена из-за слагаемого Файе-
Илиополуса.
124
струны есть также шесть ориентационных и размерных модулей, описываемых
WCP(2, 2) моделью. Вместе они образуют десятимерное таргет-пространство,
необходимое для критичности суперструны. таргет-пространство такой сигмамодели есть R4 × 𝑌6 , то есть прямое произведение плоского четырёхмерного
пространства и некомпактного многообразия Калаби-Яу 𝑌6 — конифолда.
Это позволяет применять теорию струн для рассмотрения спектра замкнутой струны и его интерпретации как спектра адронов в четырёхмерной 𝒩 = 2
СКХД. Рассматриваемая здесь вихревая струна была отождествлена с теорией
струн типа IIA [30].
Исследование такого вихря-струны с позиций теории струн, с упором на
безмассовые состояния в четырёхмерии, было начато в работах [30, 31]. Позднее, низко лежащие массивные состояния струны были найдены при помощи
«маленькой теории струн»3 [73]. Вообще говоря, большинство безмассовых мод
имеют ненормируемые волновые функции на конифолде 𝑌6 , то есть они не локализованы в четырёхмерии и, как следствие, не могут быть проинтерпретированы как динамические состояния в четырёхмерной СКХД. В частности, в
физическом спектре не было найдено никаких безмассовых гравитонов или безмассовых векторных полей в четырёхмерии [30]. Однако, в самодуальной точке
(в сильной связи) был найден один безмассовый BPS гипермультиплет в четырёхмерии. Он ассоциирован с деформацией комплексной структуры конифолда. Этот гипермультиплет был проинтерпретирован как составной «барион»4 в
четырёхмерии.
Общая стратегия исследования такова. Мы рассмотрим BPS защищённый
сектор модели на мировой поверхности — двумерной WCP(2, 2) , начав со слабой связи 𝛽 ≫ 1, где 𝛽 — обратная константа связи5 . Такая процедура требует
инфракрасной регуляризации. Для этого мы вводим массы кварков в четырёхмерной СКХД. Они соответствуют четырём твистованным массам в теории на
мировой поверхности WCP(2, 2) (две для 𝑛𝑃 и две для 𝜌𝐾 ), которые мы распо3
4
Англ. Little String Theory.
Если калибровочной группой является, как в нашем случае, группа U(2), то в теории нет настоящих
барионов. Тем не менее мы используем термин «барион» из-за конкретной величины заряда 𝑄𝐵 (барион) =
2 по отношению к глобальной ненарушенной группе U(1)𝐵 , см. Раздел 5.2.
5
Заметьте, что в Главах 2 и 4 двумерная константа связи обозначалась как 2𝛽, а в данной главе она
обозначается просто как 𝛽.
125
лагаем в некотором иерархическом порядке. Мы находим оба вакуума теории и
изучаем различные кинки (в зеркальном представлении). Таким образом можно точно определить структуру вакуумов и спектр кинков, а значит, и кривые
(стенки) нейтральной устойчивости (CMS)6 . Затем мы переходим к сильной
связи 𝛽 ∼ 0, внимательно исследуя CMS на комплексной плоскости константы
связи 𝛽. На каждом шаге мы определяем, какие кинки распадаются на CMS
и какие стабильны при пересечении кривых нейтральной устойчивости, и устанавливаем их связь с четырёхмерными монополями, используя так называемое
2D-4D соответствие, т.е. совпадение BPS спектров в четырёхмерной 𝒩 = 2
СКХД и в двумерной теории на мировой поверхности струны, см. Раздел 1.3 и
работы [7, 8, 32].
В области сильной связи мы используем 2D-4D соответствие для того, чтобы
подтвердить, что наша четырёхмерная СКХД входит в так называемую фазу
«вместо конфайнмента», которая уже была обнаружена ранее в асимптотически свободных версиях СКХД [74], см. также обзор [13]. Эта фаза качественно
напоминает обычный конфайнмент в КХД: кварки и калибровочные бозоны, заэкранированные в слабой связи, при переходе в сильную связь превращаются в
монополь-антимонопольные пары, сдерживаемые неабелевыми струнами. Они
образуют монопольные мезоны и барионы, показанные на Рис. 1.1 (на стр. 20).
Роль конституентных кварков в этой фазе играют невылетающие монополи.
Разумеется, массы кварков нарушают глобальную симметрию
̃︀ ) × U(1)𝐵 ,
SU(𝑁 )𝐶+𝐹 × SU(𝑁
(5.1.1)
сравн. (1.1.3). В самом конце мы устремим их к нулю, восстановив глобальные
симметрии, а также конформную инвариантность теории на мировой поверхности струны. Более того, при введении ненулевых масс кварков хиггсовская
ветка (1.1.4)
̃︀ .
dim ℋ = 4𝑁 𝑁
(5.1.2)
поднимается, и бифундаментальные кварки становятся массивными. Их массы
равны (𝑚𝑃 −𝑚𝐾 ), 𝑃 = 1, 2, 𝐾 = 3, 4. Отметим, что бифундаментальные кварки
образуют короткие BPS мультиплеты, и их массы не подвержены квантовым
поправкам, подробности см. в обзоре [11].
6
От англ. curves of the marginal stability.
126
Основной результат, полученный в данной Главе — возникновение (при
𝛽 = 0) короткого безмассового BPS «барионного» супермультиплета с U(1)𝐵 зарядом 𝑄𝐵 = 2. Таким образом мы демонстрируем, что безмассовое «барионное» состояние, которое было обнаружено ранее при помощи теории струн
[30], наблюдается также в подходе теории струн. Судя по всему, это является
первым примером такого рода.
Чтобы вывести этот результат, мы используем следующий подход. Известно,
что WCP(2, 2) модель при 𝛽 = 0 имеет маргинальную деформацию, связанную
с деформацией комплексной структуры конифолда. Так как WCP(2, 2) модель
является теорией на мировой поверхности неабелевой струны, естественно задать вопрос: каково происхождение этой деформации в четырёхмерной СКХД?
Из общих соображений можно ожидать, что это мог бы быть какой-нибудь параметр четырёхмерной теории, например, константа связи. Другая возможность
— некий модуль, вакуумное среднее некоторого динамического поля. Из 2D-4D
соответствия (см. Раздел 1.3) можно показать, что в нашем случае реализуется
вторая опция. При 𝛽 = 0 в четырёхмерной СКХД открывается новая непертурбативная хиггсовская ветка. Модулем (параметром) на этой ветке является
вакуумное среднее безмассового BPS бариона, образованного четырьмя монополями, соединёнными удерживающими струнами, как показано на Рис. 1.1b.
Таким образом, теорией, с которой мы будем работать в данной Главе, является WCP(2, 2) сигма-модель, см. Раздел 1.2. Она может быть определена как
низкоэнергетический предел U(1) калибровочной теории [40]. Бозонная часть
действия записывается следующим образом7 :
{︂
∫︁
⃒
⃒
⃒
⃒
1
1 2
⃒ ˜ 𝐾 ⃒2
2
𝑃 ⃒2
⃒
+ 2 |𝜕𝛼 𝜎|2
𝑆 = 𝑑 𝑥 ∇𝛼 𝑛
+ ⃒∇𝛼 𝜌 ⃒ + 2 𝐹𝛼𝛽
4𝑒
𝑒
}︃
⃒
⃒2
⃒2
⃒
2 (︀
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
)︀
𝑚
𝑚
𝑒
2
2
2
𝑃
𝐾
+ 2 ⃒⃒𝜎 + √ ⃒⃒ ⃒𝑛𝑃 ⃒ + 2 ⃒⃒𝜎 + √ ⃒⃒ ⃒𝜌𝐾 ⃒ +
|𝑛𝑃 |2 − |𝜌𝐾 |2 − 𝑟
,
2
2
2
𝑃 = 1, 2 ,
(5.1.3)
𝐾 = 3, 4 .
Здесь, 𝑚𝐴 (𝐴 = 1, .., 4) — так называемые твистованные массы (они происходят из масс кварков в четырёхмерии), а 𝑟 — обратная константа связи (ФИ
7
Формула (5.1.3) и похожие ниже записаны в евклидовой формулировке.
127
слагаемое в двумерии). Отметим, что 𝑟 — вещественная часть комплексифицированной константы связи введённой в формуле (1.2.5),
𝑟 = Re 𝛽 .
Из действия (5.1.3) для WCP(2, 2) очевидно, что эта модель самодуальна.
Преобразование дуальности
𝛽 → 𝛽̃︀ = −𝛽
𝑚1,2 → 𝑚
̃︀ 1,2 = −𝑚3,4
𝑚3,4 → 𝑚
̃︀ 3,4 = −𝑚1,2
(5.1.4)
𝜎→𝜎
̃︀ = −𝜎
меняет ролями ориентационные модели 𝑛𝑃 и модули размера струны 𝜌𝐾 . Точка
𝛽 = 0 является самодуальной точкой.
5.2
Безмассовый барион из теории струн
Теория WCP(2, 2) на мировой поверхности струны (5.1.3) является кон-
формной, и благодаря 𝒩 = (2, 2) суперсимметрии метрика на её таргет-пространстве кэлерова. Конформная инвариантность модели также гарантирует,
что эта метрика является риччи-плоской. Таким образом, таргет-пространство
модели (5.1.3) является многообразием Калаби-Яу.
Более того, как уже рассказывалось в предыдущем разделе, в теории на мировой поверхности WCP(2, 2) имеется шесть вещественных бозонных степеней
свободы. Её таргет-пространство, определяемое условием 𝐷-члена
|𝑛𝑃 |2 − |𝜌𝐾 |2 = 𝛽
(5.2.1)
и калибровочной инвариантностью, является шестимерным многообразием Калаби-Яу 𝑌6 , известным как конифолд, см. обзор [75]. Вместе с четырьмя трансляционными модулями неабелевой струны оно образует десятимерное таргетпространство R4 × 𝑌6 , необходимое для критичности суперструны [29].
В данном Разделе мы кратко обсудим единственное безмассовое состояние
в четырёхмерии, найденное при помощи теории струн, применённой к критическому неабелеву вихрю [30]. Это состояние соответствует деформации комплексной структуры конифолда. Как уже было упомянуто, волновые функции
128
всех остальных безмассовых мод струны ненормируемы на конифолде. В частности, четырёхмерный гравитон, связанный с постоянной волновой функцией
на конифолде 𝑌6 , на самом деле отсутствует [30]. Этот результат совпадает с
ожидаемым, так как мы начали с 𝒩 = 2 СКХД в плоском четырёхмерном
пространстве без гравитации.
Можно построить U(1) калибровочно инвариантные «мезонные» переменные
𝑤𝑃 𝐾 = 𝑛𝑃 𝜌𝐾 .
(5.2.2)
Эти переменные подчиняются условию
det 𝑤𝑃 𝐾 = 0.
(5.2.3)
Уравнение (5.2.3) определяет конифолд 𝑌6 . Это многообразие обладает кэлеровой риччи-плоской метрикой и представляет собой некомпактное многообразие Калаби-Яу [40, 75, 76]. Оно представляет из себя конус, который может
быть параметризован некомпактной радиальной координатой
𝑟̃︀2 = Tr 𝑤𝑤
¯
(5.2.4)
и пятью углами, см. [76]. Его сечение при фиксированном 𝑟̃︀ есть 𝑆2 × 𝑆3 .
При 𝛽 = 0 у конифолда появляется коническая сингулярность, и обе сферы 𝑆2 и 𝑆3 могут сжиматься в точку. Эта сингулярность может быть сглажена
двумя разными способами: деформацией кэлеровой формы или деформацией
комплексной структуры. Первая возможность называется разрешённым конифолдом8 и сводится к введению ненулевого значения 𝛽 в (5.2.1). Такое разрешение сохраняет кэлеровость и риччи-плоскость метрики. Если положить 𝜌𝐾 = 0
√
в (5.1.3), получится CP(1) с таргет-пространством 𝑆2 (радиуса 𝛽). Разрешённый конифолд не имеет нормируемых нулевых мод. В частности, модуль 𝛽,
который становится скалярным полем в четырёхмерном пространстве, характеризуется ненормируемой волновой функцией на 𝑌6 , и как следствие становится
нединамическим [30].
При 𝛽 = 0 есть другая возможность, а именно деформация комплексной
структуры [75]. Эта деформация сохраняет кэлерову структуру и риччи-плос8
Англ. resolved conifold.
129
кость конифолда, и обычно называется деформированным конифолдом9 . Она
определяется как деформация формулы (5.2.3), а именно
det 𝑤𝑃 𝐾 = 𝑏 ,
(5.2.5)
где 𝑏 — комплексное число. Теперь 𝑆3 не может сжиматься в точку, минимальный размер этой сферы определяется параметром 𝑏.
Модуль 𝑏 становится комплексным скалярным полем в четырёхмерном пространстве. Эффективное действие для этого поля было вычислено в [30] с использованием явного вида метрики на деформированном конифолде [76, 77, 78],
∫︁
𝑇 2 𝐿4
4
2
,
(5.2.6)
𝑆(𝑏) = 𝑇 𝑑 𝑥|𝜕𝜇 𝑏| log
|𝑏|
где 𝐿 — размер пространства R4 , введённый для ИК регуляризации логарифмически расходящейся нормы10 поля 𝑏.
Мы видим, что норма модуля 𝑏 оказывается логарифмически расходящейся в ИК. Моды с логарифмически расходящейся нормой находятся на границе
между нормируемыми и ненормируемыми модами. Обычно такие состояния
рассматриваются как «локализованные». Мы тоже следуем этому правилу. Такая скалярная мода локализована около сингулярности конифолда в таком же
смысле, как ориентационные и размерные нулевые моды локализованы на решении вихря-струны.
Безмассовое поле 𝑏 может развивать вакуумное среднее. Таким образом, мы
имеем новую хиггсовскую ветку в четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД, которая развивается только при критическом значении четырёхмерной константы связи11 ,
соответствующем в двумерии 𝛽 = 0.
В работе [30] безмассовое состояние 𝑏 было проинтерпретировано как барион четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД. Проясним этот момент. Из формулы (5.2.5)
видно, что комплексный параметр 𝑏 (который становится четырёхмерным скалярным полем) является синглетом по отношению к обеим SU(2) подгруппам
9
10
Англ. deformed conifold.
Инфракрасная регуляризация на конифолде 𝑟̃︀max переводится в размер 𝐿 четырёхмерного пространства,
так как переменные 𝜌 в (5.2.4) интерпретируются как размеры вихря-струны, 𝑟̃︀max ∼ 𝑇 𝐿2 .
11
Комплексифицированная константа связи в четырёхмерном пространстве в этой точке равна 𝜏 = 1, см.
Раздел 5.9.
130
глобальной группы на мировой поверхности12
SU(2) × SU(2) × U(1)𝐵 ,
(5.2.7)
сравн. (1.2.3). Из (1.2.4) следует, что поля 𝑛 и 𝜌 преобразуются по следующим
представлениям:
𝑛:
(2, 1, 0) ,
𝜌:
(1, 2, 1) .
(5.2.8)
Что насчёт барионного заряда поля 𝑏? Из (5.2.8) и (5.2.5) можно увидеть, что
состояние 𝑏 преобразуется как
(1, 1, 2).
(5.2.9)
В частности, его барионный заряд равен 𝑄𝐵 (𝑏) = 2.
В заключение этого Раздела отметим, что в случае суперструны типа IIA
комплексный скаляр, соответствующий деформациям комплексной структуры
многообразия Калаби-Яу, входит в четырёхмерной теории в 𝒩 = 2 BPS гипермультиплет. Другие компоненты этого гипермультиплета могут быть восстановлены при помощи 𝒩 = 2 суперсимметрии. В частности, в четырёхмерном
𝒩 = 2 гипермультиплете есть ещё один комплексный скаляр ˜𝑏 с барионным
зарядом 𝑄𝐵 (˜𝑏) = −2. В струнном описании этот скаляр получается из десятимерной три-формы, см. обзор [79].
Далее в этой Главе мы будем изучать спектр BPS кинков в теории на мировой поверхности (5.1.3), используя при этом исключительно методы теории
поля. Помимо других результатов, мы используем 2D-4D соответствие и подтвердим возникновение четырёхмерного бариона с квантовыми числами (5.2.9),
а также наличие связанной с ним непертурбативной хиггсовской ветки при
𝛽 = 0.
5.3
Масса кинка из точного суперпотенциала
Как было упомянуто выше, в WCP(2, 2)
модели (5.1.3) есть BPS-
насыщенные кинки, интерполирующие между разными вакуумами. В данном
Разделе мы получим центральные заряды этих кинков и, соответственно, их
массы.
12
Которая изоморфна глобальной группе четырёхмерной теории (5.1.1).
131
5.3.1
Точный центральный заряд
Для рассматриваемой здесь модели можно получить точную формулу для
центрального заряда BPS кинка. Это возможно потому, что для данной модели известен точный твистованный суперпотенциал, который получается после
того, как супермультиплеты 𝑛 и 𝜌 отынтегрированы из действия. Этот суперпотенциал является обобщением [44, 45] суперпотенциала для CP(𝑁 − 1)модели
[32, 40, 42, 43] типа Венециано-Янкеловича [80]. В рассматриваемом случае
𝑁𝑓 = 2𝑁 = 4 формула для суперпотенциала такая:
1
𝒲WCP (𝜎) =
4𝜋
−
{︃
∑︁ (︁√
)︁
2 𝜎 + 𝑚𝑃 ln
(︁√
2 𝜎 + 𝑚𝑃
)︁
𝑃 =1,2
∑︁ (︁√
)︁
2 𝜎 + 𝑚𝐾 ln
(︁√
)︁
2 𝜎 + 𝑚𝐾 + 2𝜋
√
}︃
2 𝜎 𝛽 + const , (5.3.1)
𝐾=3,4
где одно и то же обозначение 𝜎 используется как для твистованного суперполя
[40], так и для его низшей компоненты. Для изучения вакуумной структуры
теории минимизируем этот суперпотенциал по отношению к 𝜎, чтобы получить
вакуумное уравнение двумерной теории
)︁
)︁
∏︁ (︁√
∏︁ (︁√
−2𝜋𝛽
2 𝜎 + 𝑚𝑃 = 𝑒
·
2 𝜎 + 𝑚𝐾 .
𝑃 =1,2
(5.3.2)
𝐾=3,4
Инвариантность уравнения (5.3.2) при преобразовании дуальности (5.1.4) очевидна.
У вакуумного уравнения (5.3.2) есть два корня (вакуумные средние) 𝜎1,2 , что
означает наличие вообще говоря двух вырожденных вакуумов в нашей теории.
Поэтому есть и BPS кинки, интерполирующие между этими двумя вакуумами.
Их массы равны абсолютной величине центрального заряда,
𝑀BPS = |𝑍|.
(5.3.3)
Центральный заряд равен подходящей разности значений суперпотенциала
(5.3.1), вычисленных на разных корнях [32, 44, 45]. Скажем, для кинка, интерполирующего между вакуумами 𝜎2 и 𝜎1 , центральный заряд может быть
132
вычислен по формуле
𝑍BPS = 2 [𝒲WCP (𝜎1 ) − 𝒲WCP (𝜎2 )]
[︃ 𝑁
]︃
√
√
𝑁𝑓
𝑐
∑︁
∑︁
1
2𝜎1 + 𝑚𝑃
2𝜎1 + 𝑚𝐾
=
𝑚𝑃 ln √
−
𝑚𝐾 ln √
.
2𝜋
2𝜎
+
𝑚
2𝜎
+
𝑚
2
𝑃
2
𝐾
𝑃 =1
𝐾=𝑁𝑐 +1
(5.3.4)
Заметьте, что для того, чтобы это выражение хорошо преобразовывалось при
преобразовании 𝑆-дуальности, необходимо предположить, что массы преобразуются как 𝑚𝑃 → −𝑚𝐾 , 𝑚𝐾 → −𝑚𝑃 .
Формула для центрального заряда (5.3.4) содержит логарифмы, которые являются многозначными функциями. Различные выборы отличаются вкладами
типа 𝑖𝑚𝐴 × integer. Кроме топологического заряда, у кинков могут быть нётеровские заряды по отношению к глобальной группе (1.2.3), нарушенной разностями масс кварков до U(1)3 . Отсюда получается целое семейство дионных
кинков. Стоит подчеркнуть, что все эти кинки интерполируют между одними
и теми же двумя вакуумами 𝜎1 и 𝜎2 . В формуле (5.3.4) мы не конкретизируем эти дионные вклады. Ниже в данной Главе будет представлено подробное
исследование спектра BPS кинков в различных областях значений константы
связи 𝛽.
Вакуумы 𝜎 находятся как решения уравнения (5.3.2),
√︃
−2𝜋𝛽
√
𝑒−2𝜋𝛽
(𝛿𝑚12 )2 − 𝑒−2𝜋𝛽 (𝛿𝑚34 )2
Δ𝑚 1 + 𝑒
2
±
+
Δ𝑚
.
2𝜎± = −
2 1 − 𝑒−2𝜋𝛽
4(1 − 𝑒−2𝜋𝛽 )
(1 − 𝑒−2𝜋𝛽 )2
(5.3.5)
При написании этой формулы была использована следующая параметризация
для масс:
Δ𝑚 = 𝑚 − 𝑚
̃︀ ,
Δ𝑚2 =
(︀
)︀2
𝑚−𝑚
̃︀ ,
(5.3.6)
𝛿𝑚12 = 𝑚1 − 𝑚2 ,
𝛿𝑚34 = 𝑚3 − 𝑚4 ,
̃︀ — средние голые массы полей 𝑛𝑃 и 𝜌𝐾 соответственно:
где 𝑚 и 𝑚
𝑚=
𝑚1 + 𝑚2
,
2
𝑚
̃︀ =
𝑚3 + 𝑚4
.
2
(5.3.7)
Из (5.3.5) сразу же можно заметить, что в ситуации общего положения один из
корней неограниченно растёт при приближении к самодуальной точке 𝛽 = 0,
133
тогда как другой остаётся конечным. Это окажется важным при рассмотрении
кинков в сильной связи.
Точки Аргиреса-Дугласа (АД) [81] соответствуют сливанию двух вакуумов.
В этих точках некоторые кинки становятся безмассовыми. В случае с решением
(5.3.5) точки АД возникают, когда выражение под знаком квадратного корня
зануляется. Формула для положения точек АД на плоскости 𝛽 может быть
записана как
√︀
)︀ 𝑚1 − 𝑚2
(︀
,
𝑒−2𝜋𝛽𝐴𝐷 = 2𝑃 − 1 ± 2 𝑃 (𝑃 − 1) ·
𝑚3 − 𝑚4
где 𝑃 — конформное отношение,
𝑃 [𝑚1 , 𝑚4 , 𝑚3 , 𝑚2 ] =
(𝑚1 − 𝑚4 )(𝑚3 − 𝑚2 )
.
(𝑚1 − 𝑚2 )(𝑚3 − 𝑚4 )
(5.3.8)
(5.3.9)
В формуле (5.3.8) могут появляться сингулярности. Значения 𝑃 = 0, 1 соответствуют открыванию хиггсовской ветки, а при 𝑃 → ±∞ одна из точек АД
уходит на бесконечность 𝛽 → ±∞. В этих особых точках нет ничего особенно
интересного, и в ситуации общего положения формула (5.3.8) ведёт себя хорошо. Поэтому мы не будем здесь рассматривать эти особенности.
5.3.2
Предел CP(1)
Для того, чтобы связать нашу задачу с хорошо изученным спектром CP(1)
модели, мы будем рассматривать следующий предел13 :
Δ𝑚 ≫ 𝛿𝑚12 , 𝛿𝑚34 ;
𝛽 ≫ 1.
(5.3.10)
Большинство общих особенностей (за исключением связанных состояний в слабой связи, см. Раздел 5.4) модели WCP(2, 2) остаются в этом пределе, но вычисления при этом сильно упрощаются. Кроме того, результаты данного Раздела
легко обобщаются на случай 𝛽 ≪ −1.
Переопределяя поле 𝜎 подходящим образом, можно сдвинуть массы так,
чтобы
𝑚1 = 𝛿𝑚12 /2 ,
𝑚2 = −𝛿𝑚12 /2 ,
𝑚3 = −Δ𝑚 + 𝛿𝑚34 /2 ,
13
𝑚4 = −Δ𝑚 − 𝛿𝑚34 /2 .
(5.3.11)
В данном разделе и ниже при написании схожих неравенств, вовлекающих ≫ или ≪, мы будем на самом
деле предполагать, что слева взяты абсолютные величины масс и вещественная часть 𝛽, то есть (5.3.10) на
самом деле означает |Δ𝑚| ≫ |𝛿𝑚12 | , |𝛿𝑚34 |; Re 𝛽 ≫ 1.
134
В таком представлении очевидно, что в пределе (5.3.10) поля 𝜌𝐾 станут тяжёлыми и отщепляются при энергиях ниже Δ𝑚, и теория на низких энергиях сводится к обычной CP(1) модели с масштабом масс 𝛿𝑚12 . Эффективная
константа связи больше не будет постоянной. Ниже Δ𝑚 она будет бегущей и
остановится на масштабе 𝛿𝑚12 ,
2𝜋𝛽𝐶𝑃 (1)
Δ𝑚
= 2 log
= 2𝜋𝛽 − 2 ln
𝛿𝑚12
{︂
}︂
𝛿𝑚12
,
Λ𝐶𝑃 (1)
(5.3.12)
где множитель 2 справа — первый коэффициент 𝛽-функции (в CP(𝑁 − 1)
модели этот коэффициент равен 𝑁 ), а Λ𝐶𝑃 (1) — динамический масштаб низкоэнергетической CP(1) модели,
Λ𝐶𝑃 (1) = Δ𝑚 𝑒−𝜋𝛽 .
(5.3.13)
Вакуумное уравнение (5.3.2) превращается в
√
√
( 2𝜎 − 𝛿𝑚12 /2) ( 2𝜎 + 𝛿𝑚12 /2) ≈ 𝑒−2𝜋𝛽 (−Δ𝑚)2 = Λ2𝐶𝑃 (1) .
(5.3.14)
В пределе (5.3.10), уравнение (5.3.14) согласуется с вакуумным уравнением
CP(𝑁 − 1) модели
𝑁 (︁
∏︁
√
2𝜎 + 𝑚𝑃
)︁
(︀
)︀𝑁
= Λ𝐶𝑃 (𝑁 −1)
(5.3.15)
𝑃 =1
(при 𝑁 = 2). В пределе (5.3.10) точки АД (5.3.8) есть ±𝛽𝐴𝐷 :
𝛽𝐴𝐷 ≈
1 2Δ𝑚 𝑖
ln
± .
𝜋 𝛿𝑚12 2
(5.3.16)
Мы видим, что условие слабой связи в модели CP(1) , а именно Λ𝐶𝑃 (1) ≪ 𝛿𝑚12 ,
может быть напрямую переписано как 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 , см. (5.3.13). Подчеркнём, что
это — более строгое условие, нежели просто 𝛽 ≫ 1. При 𝛽 → 𝛽𝐴𝐷 эффективная
константа связи (5.3.12) претерпевает ИК полюс.
Далее. Так как мы работаем теперь в CP(1) пределе, центральный заряд
BPS кинка должен определяться хорошо известной формулой [32]. И действительно, рассмотрим вакуумы в двумерии,
√
1 √︁ 2
2𝜎± ≈ ±
𝛿𝑚12 + 4 Λ2𝐶𝑃 (1) .
2
(5.3.17)
135
Подставляя их и (5.3.11) в формулу для центрального заряда WCP(2, 2) модели
(5.3.4) и пренебрегая членами порядка 𝛿𝑚12 /Δ𝑚 и Λ𝐶𝑃 (1) /Δ𝑚, получаем центральный заряд
⎡
𝑍kink
1 ⎢ √︁ 2
=
⎣2 𝛿𝑚12 + 4 Λ2𝐶𝑃 (1) − 𝛿𝑚12
2𝜋
⎤
√︁
2
2
𝛿𝑚12 + 𝛿𝑚12 + 4 Λ𝐶𝑃 (1)
⎥
√︁
ln
⎦.
𝛿𝑚12 − 𝛿𝑚212 + 4 Λ2𝐶𝑃 (1)
(5.3.18)
Это — в точности формула Дори [32] для CP(1).
Такой центральный заряд (5.3.18) обращается в нуль в точке АД (5.3.16).
Поэтому BPS кинк становится безмассовым в этой точке. Ниже мы увидим, что
в двух АД точках 𝛽 = 𝛽𝐴𝐷 с Re 𝛽 > 0 безмассовыми становятся два кинка и
различными дионными зарядами.
Кроме того, центральный заряд (5.3.18) сингулярен в точке АД. Действительно, вблизи этой точки 𝛿𝑚212 + 4Λ2𝐶𝑃 (1) ≈ 0. Раскладывая (5.3.18), получим
𝑍kink
)︁3/2
1 (︁ 2
2
𝛿𝑚12 + 4 Λ𝐶𝑃 (1)
≈−
3𝜋 𝛿𝑚212
√
2 2𝜋
≈−
𝛿𝑚12 · (𝛽 − 𝛽𝐴𝐷1 )3/2 .
3
(5.3.19)
Это показывает, что локально центральный заряд имеет корневую особенность
вблизи точки АД.
В квазиклассическом пределе Λ𝐶𝑃 (1) ≪ 𝛿𝑚12 (или, что то же самое, 𝛽 ≫
𝛽𝐴𝐷 ) центральный заряд (5.3.18) становится
𝑍kink ≈ −
𝛿𝑚12
𝛿𝑚12
𝛿𝑚12 𝛿𝑚12
ln
+𝑖
+
𝜋
Λ𝐶𝑃 (1)
2
𝜋
𝑚1 − 𝑚2
≈ −𝛽𝐶𝑃 (1) · (𝑚1 − 𝑚2 ) + 𝑖 (𝑚1 − 𝑚) +
𝜋
(5.3.20)
где 𝑚 — среднее первых двух масс, см. (5.3.7). Второе слагаемое представляет собой дробный U(1) заряд солитона [82]. Действительно, можно сравнить
(5.3.20) с квазиклассической формулой Дори [32] для центрального заряда
𝑍kink = −(𝛽𝐶𝑃 (1) 𝑇 − 𝑖 𝑞) 𝛿𝑚12
(5.3.21)
где 𝑇 = +1 — топологический заряд, а 𝑞 — глобальный (или «дионный») заряд
кинка. Сравнивая (5.3.20) и (5.3.21), можно увидеть, что дионный заряд кинка
136
равен 𝑞 = 1/2. Последнее слагаемой в формуле (5.3.20) есть аномалия центрального заряда [82]. Подробности могут быть найдены, например, в работах
[11, 83].
В пределе, когда мы находимся далеко от точек АД, 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 , выражение
во второй строчке формулы (5.3.20) на самом деле справедливо при любых
значениях масс, не только в CP(1) пределе (5.3.10).
5.4
Спектр в слабой связи
Теперь рассмотрим спектр в слабой связи. В CP(1) пределе (5.3.10) в слабой
связи, Λ𝐶𝑃 (1) ≪ 𝛿𝑚12 , часть спектра совпадает с обычным спектром CP(1)
модели, который происходит из полей 𝑛𝑃 .
Спектр теории CP(1) [32] состоит из элементарных пертурбативных возмущений и башни BPS дионных кинков. Масса пертурбативных состояний равна
|𝑖(𝑚1 −𝑚2 )|. Это можно установить на классическом уровне из действия (5.1.3).
Предположим, что поле 𝑛1 классически развивает вакуумное среднее, равное
√
𝛽. Тогда, из-за первого слагаемого с 𝑃 = 1 во второй строчке формулы (5.1.3)
√
поле 𝜎 будет равно (классически) 2𝜎 = −𝑚1 , а от слагаемого с 𝑃 = 2 получится масса |𝑚1 − 𝑚2 | поля 𝑛2 . Отметим, что этот результат, полученный в
квазиклассическом пределе, на самом деле является точным из-за BPS природы этого пертурбативного состояния.
Масса кинка, интерполирующего между двумя вакуумами, равна 𝑀kink =
|𝑍kink |, где центральный заряд находится по формуле (5.3.20). Этот кинк на
самом деле является частью дионной башни с центральными зарядами
𝐷(𝑛) = 𝑍kink + 𝑛 · 𝑖(𝑚1 − 𝑚2 ) ,
𝑛 ∈ Z,
(5.4.1)
которые можно интерпретировать как связанное состояние кинка и 𝑛 квантов
пертурбативных состояний с центральным зарядом 𝑖(𝑚1 −𝑚2 ). Число 𝑛 в (5.4.1)
есть воплощение многолистности логарифмов в формуле (5.3.4). Оно даёт вклад
в дионный заряд кинка 𝑞, см. квазиклассическое выражение (5.3.21). В полный
дионный заряд 𝑞 = 𝑛 + 1/2 входит также и вклад от 𝑍kink , что делает заряд
нецелым. Наличие башни (5.4.1) в области слабой связи в CP(1) модели было
обнаружено в [32] с использованием квазиклассических методов.
137
В нашей WCP(2, 2) модели есть также дополнительные состояния, происходящие от полей 𝜌𝐾 . Они включают в себя пертурбативные BPS состояния с
массами |𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )|, 𝑃 = 1, 2, 𝐾 = 3, 4. Эти состояния видны уже квази√
классически из действия (5.1.3). Скажем, в классическом вакууме 𝑛1 = 𝛽,
√
2𝜎 = −𝑚1 , у полей 𝜌𝐾 появляются массы |𝑚1 − 𝑚3 | и |𝑚1 − 𝑚4 |, см. второе слагаемой второй строчки в (5.1.3). Мы называем эти состояния «бифундаменталы.» Они являются двумерными «отражениями» бифундаментальных
кварков четырёхмерной СКХД при 2D-4D соответствии, см. Раздел 1.
Если ослабить CP(1) условия (5.3.10), описанный выше спектр остаётся,
но появляются новые состояния. Состояния из дионной башни (5.4.1) могут
образовывать связанные состояния с «бифундаментальными» фермионами 𝜓̃︀𝑃 .
𝐾
Центральный заряд получающегося состояния есть [45]
(𝑛)
𝑍bound = 𝑍kink + 𝑛 · 𝑖(𝑚1 − 𝑚2 ) + 𝑖(𝑚1 − 𝑚𝐾 ) .
Эти состояния образуются, если условие
}︂
{︂
}︂
{︂
𝑚2 − 𝑚𝐾
𝑚1 − 𝑚𝐾
≡ 1 − Re
<1
0 < Re
𝑚1 − 𝑚2
𝑚2 − 𝑚1
(5.4.2)
(5.4.3)
выполнено для некоторого 𝐾 ∈ {3, 4} (и произвольного 𝑃 ) [45]. Из условия
стабильности (5.4.3) очевидно, что при нашем выборе масс кварков Δ𝑚 ≫
𝛿𝑚12 , 𝛿𝑚34 (см. первое условие в (5.3.10)) связанные состояния отсутствуют.
Мы не будем рассматривать такие связанные состояния.
Итак, мы только что описали спектр в слабой связи 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 . Эти результаты буквально переносятся на спектр в дуальной области слабой связи при
𝛽 ≪ −𝛽𝐴𝐷 , нужно только поменять индексы 𝑃 = 1, 2 ↔ 𝐾 = 3, 4.
5.5
Зеркальное описание и спектр в сильной связи
В данном Разделе будет изучен спектр BPS кинков в области сильной свя-
зи, где константа связи 𝛽 мала, 𝛽 ≪ 𝛽𝐴𝐷 . (Для сравнения массы кинка в
различных пределах см. Рис. 5.1.) Мы обобщим анализ [84], проведённый для
˜ ) моделей, к нашему случаю конформасимптотически свободных WCP(𝑁, 𝑁
ной WCP(2, 2) модели.
138
5
MBPS
m12
Exact
|ZCP(1)|
Quasiclassical
Intermediate
Small
4
3
2
1
0
Re
10
100
1
AD
101
Рис. 5.1: Различные приближения к массе кинка 𝑀1 (абсолютной величине соответствующего центрального заряда): CP(1) предел (5.3.18), квазиклассика (5.3.20), промежуточные
𝛽 (5.5.6), малые 𝛽 (5.5.13). Отношение Δ𝑚/𝛿𝑚12 = 10.
5.5.1
Зеркальный суперпотенциал
Для этого мы будем использовать зеркальное описание кинков [85, 86] в
WCP(2, 2) модели (5.1.3). Запишем формулу для зеркального суперпотенциала:
[︃
]︃
∑︁
∑︁
∑︁
∑︁
𝑚𝑃
𝑚𝐾
Λ
𝒲mirror (𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 ) = −
𝑋𝑃 −
𝑌𝐾 −
ln 𝑋𝑃 +
ln 𝑌𝐾 .
4𝜋
Λ
Λ
𝑃
𝐾
𝑃
𝐾
(5.5.1)
Здесь, индексы пробегают значения 𝑃 = 1, 2, 𝐾 = 3, 4. Параметр Λ — дополнительный параметр размерности массы, который сократится в конце.
Поля 𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 подчиняются условию
∏︁
∏︁
𝑋𝑃 = 𝑒−2𝜋𝛽
𝑌𝐾 .
𝑃
(5.5.2)
𝐾
Вакуумные средние полей 𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 могут быть получены из минимизации суперпотенциала (5.5.1) с учётом условия (5.5.2) [84, 86]. Ниже мы будем пользоваться упрощённым подходом, в котором используется связь вакуумных средних
𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 с 𝜎-корнями вакуумного уравнения (5.3.2) [84, 86],
√
√
2𝜎 + 𝑚𝑃
2𝜎 + 𝑚𝐾
, 𝑌𝐾 =
.
𝑋𝑃 =
Λ
Λ
(5.5.3)
139
Центральный заряд кинка, интерполирующего между двумя вакуумами
𝑉 𝑎𝑐1 и 𝑉 𝑎𝑐2 , может быть вычислен по формуле
𝑍kink = 2 [𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐2 ) − 𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐1 )] ,
(5.5.4)
а его масса равна 𝑀kink = |𝑍kink |, см. (5.3.3).
5.5.2
Кинки при промежуточных 𝛽
Для начала рассмотрим предел CP(1) (5.3.10). В промежуточной области
𝛿𝑚12 ≪ Λ𝐶𝑃 (1) ≪ Δ𝑚 (или, что то же самое, 1 ≪ 𝛽 ≪ 𝛽𝐴𝐷 ), эффективная
CP(1) модель находится в режиме сильной связи, но в то же время можно использовать разложение при больших 𝛽. Решения вакуумного уравнения (5.3.2)
√
можно найти приближённо, 2𝜎± ≈ −Δ𝑚/2 ± Λ𝐶𝑃 (1) , откуда получаются два
зеркальных вакуума:
𝑉 𝑎𝑐2 at 𝜎 = 𝜎−
𝑉 𝑎𝑐1 at 𝜎 = 𝜎+
𝑋1 ≈ 𝑋2 ≈
Λ𝐶𝑃 (1)
Λ
𝑋1 ≈ 𝑋2 ≈ −
𝑌3 ≈ 𝑌4 ≈ − Δ𝑚
Λ
Λ𝐶𝑃 (1)
Λ
𝑌3 ≈ 𝑌4 ≈ − Δ𝑚
Λ
Для обоих вакуумов условие (5.5.2) выполнено:
∏︁
−2𝜋𝛽
𝑋𝑃 = 𝑒
𝑃
∏︁
𝐾
𝑌𝐾 ≈
Λ2𝐶𝑃 (1)
Λ2
.
(5.5.5)
Между этими вакуумами могут интерполировать различные типы кинков.
(а) 𝑃 -кинки
(б) 𝐾-кинки
Рис. 5.2: Траектории 𝑋𝑃 и 𝑌𝐾 в зеркальном представлении кинка при промежуточных
1 ≪ 𝛽 ≪ 𝛽𝐴𝐷
140
𝑛-кинки Для этих кинков, два 𝑋𝑃 наматываются в противоположных направлениях, в то время как 𝑌𝐾 остаются на месте, так что условие (5.5.2) выполняется; см. Рис. 5.2а. Так как фазы полей 𝑋𝑃 изменяются, у логарифмов
ln 𝑋𝐾 в (5.5.1) появляются мнимые части. Есть два типа таких кинков; они
различаются в том, какой аромат наматывается во часовой стрелке, а какой
против. Из формулы для центрального заряда (5.5.4) получается
𝑍𝑃 =
2Λ𝐶𝑃 (1)
+ 𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚) ,
𝜋
𝑃 = 1, 2 .
(5.5.6)
Средняя масса 𝑚 определена в (5.3.7), и мы также использовали, что 𝑚1 −
𝑚2 = 2(𝑚1 − 𝑚) = −2(𝑚2 − 𝑚). Соответствующие массы кинков есть просто
абсолютные значения центральных зарядов (5.5.6).
Эта формула известна в CP(1) модели в сильной связи, и может быть выведена раскладыванием центрального заряда (5.3.18) по степеням малого параметра 𝛿𝑚12 /Λ𝐶𝑃 (1) . Действительно, центральный заряд (5.3.18) сводится к
центральному заряду 𝑃 = 1 кинка в (5.5.6) при малых 𝛿𝑚12 .
В пределе, когда 𝑚1 и 𝑚2 равны (𝛿𝑚12 = 0), два кинка в (5.5.6) вырождаются
и образуют дублет по первой SU(2) в глобальной группе (5.2.7), то есть
𝑛−kinks :
(2, 1, 0)
(5.5.7)
Тот факт, что кинки CP(𝑁 − 1) модели в сильной связи образуют фундаментальное представление группы SU(𝑁 ) и преобразуются как поля 𝑛𝑃 , был обнаружен Виттеном уже давно [26]. Позднее это было подтверждено Хори и Вафой
[86] с использованием зеркального представления. Это отражено в наших обозначениях для кинков в (5.5.6) как 𝑛-кинков.
𝜌-кинки В случае этих кинков два поля 𝑋𝑃 наматываются в одном направлении, а ровно один из 𝑌𝐾 наматывается в том же направлении дважды, в
соответствии с (5.5.2); см. Рис. 5.2б. Тогда у соответствующих логарифмов в
(5.5.4) появляются мнимые части. Снова есть два типа таких кинков, которые
различаются в том, какой именно аромат 𝑌𝐾 наматывается. Центральный заряд
кинка есть
𝑍𝐾 =
2Λ𝐶𝑃 (1)
+ 𝑖(𝑚𝐾 − 𝑚) ,
𝜋
𝐾 = 3, 4 .
(5.5.8)
141
Это — новые состояния, которых не было в CP(1). При 𝛽 ≫ 1 эти состояния
гораздо тяжелее, чем 𝑛-кинки.
В пределе равных 𝑚3 и 𝑚4 (𝛿𝑚34 = 0) эти два кинка (5.5.8) вырождаются и
образуют дублет по второй SU(2) в (5.2.7), то есть
𝜌−kinks :
(1, 2, 1) .
(5.5.9)
Эти кинки ведут себя как поля 𝜌, см. (1.2.4). Тот факт, что 𝑛-кинки и 𝜌-кинки
преобразуются как поля 𝑛𝑃 и 𝜌𝐾 , будет играть для нас важную роль.
Отметим, что BPS спектр WCP(2, 2) модели в сильной связи весьма отличается от спектра в слабой связи. Во-первых, в сильной связи нет пертурбативных
состояний. Во-вторых, вместо бесконечной башни дионных кинков (5.4.1), которая была в слабой связи, в сильной связи есть только четыре кинка, преобразующихся по представлениям (5.5.7) и (5.5.9) глобальной группы (5.2.7). Отметим
также, что глобальные заряды кинков в пертурбативной башне (5.4.1) связаны
лишь с одной разностью масс (𝑚1 − 𝑚2 ). Напротив, глобальные заряды кинков
в сильной связи связаны со всеми массами 𝑚𝐴 в модели. В Разделе 5.6 будут
изучены CMS, на которых происходят перестройки BPS спектров.
Полученные результаты могут быть напрямую обобщены на дуальную область отрицательных Re 𝛽. Когда 𝛽 находится в промежуточной области между
−|𝛽𝐴𝐷 | и −1, поля 𝑛𝑃 становятся тяжёлыми и отщепляются, и мы снова остаёмся с CP(1) моделью, только теперь составленной из полей 𝜌𝐾 и с новым
масштабом сильной связи
+𝜋𝛽
Λ𝐶𝑃
.
̃︂ (1) = Δ𝑚 𝑒
(5.5.10)
Роли 𝑛-кинков и 𝜌-кинков меняются друг с другом. Их центральные заряды
равны
2Λ𝐶𝑃
̃︂ (1)
2Λ𝐶𝑃
̃︂ (1)
+ 𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚)
̃︀ , 𝑍𝐾 =
+ 𝑖(𝑚𝐾 − 𝑚)
̃︀ .
(5.5.11)
𝜋
𝜋
где 𝑚
̃︀ определена в (5.3.7). Как можно видеть, теперь лёгкими являются кинки
𝑍𝑃 =
𝑍𝐾 . Отметим, что эти результаты согласуются с преобразованием 𝑆-дуальности
(5.1.4).
Наконец, заметим, что, помимо только что описанных кинков, в теории могут быть также кинки, описываемые полями 𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 , наматывающимися в противоположном направлении. Скажем, для 𝜌-кинков на Рис. 5.2б поля 𝑋𝑃 могут
142
наматываться в верхней полуплоскости, а 𝑌𝐾 — против часовой стрелки. Эти
кинки оказываются 𝑛 = +1 состояниями башни состояний с высшими намотками в сильной связи, которая обсуждается в следующем подразделе.
5.5.3
Кинки вблизи 𝛽 = 0
(а) 𝑃 -кинки
(б) 𝐾-кинки
Рис. 5.3: Траектории полей 𝑋𝑃 и 𝑌𝐾 в зеркальном представлении кинка при 𝛽 → 0.
Теперь рассмотрим предел 𝛽 → 0. В окрестности 𝛽 = 0 последнее условие в
(5.3.10) сильно нарушается, и все поля WCP(2, 2) модели 𝑛𝑃 , 𝜌𝐾 (5.1.3) играют
важную роль.
В этом пределе можно пользоваться разложением по малым 𝛽. Имеем:
𝑒−2𝜋𝛽 ≈ 1 − 2𝜋𝛽, и 𝜎-вакуумы (5.3.5) приближённо равны
√
2𝜎+ ≈
𝛿𝑚212 − 𝛿𝑚234
,
8Δ𝑚2
√
2𝜎− ≈ −
Δ𝑚
.
𝜋𝛽
(5.5.12)
Без ограничения общности можно взять 𝜎+ ≈ 0. Тогда два зеркальных вакуума
𝑉 𝑎𝑐1 at 𝜎 = 𝜎+
𝑉 𝑎𝑐2 at 𝜎 = 𝜎−
𝑋𝑃 ≈ 𝑚𝑃 /Λ
Δ𝑚
𝑋1 ≈ 𝑋2 ≈ − 𝜋𝛽Λ
𝑌𝐾 ≈ 𝑚𝐾 /Λ
Δ𝑚
𝑌3 ≈ 𝑌4 ≈ − 𝜋𝛽Λ
Мы снова имеем два типа кинков. 𝑛-кинки появляются когда, скажем 𝑋1
набирает фазу +𝑖𝜋, 𝑋2 набирает −𝑖𝜋, а фазы полей 𝑌𝐾 остаются на места;
см. Рис. 5.3а. Есть также кинк, в котором роли 𝑋1 и 𝑋2 поменяны местами. В
общем получается два кинка с центральными зарядами
𝑍𝑃 =
𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4
2
ln
+ 𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚)
2𝜋
𝜋𝛽
где 𝑚 определена в (5.3.7).
(5.5.13)
143
Точно так же, 𝜌-кинки получаются, когда два поля 𝑋𝑃 наматываются с
одинаковыми фазами, а ровно один из 𝑌𝐾 наматывается вдвойне, в соответствии
с (5.5.2); см. Рис. 5.3б. Центральные заряды этих кинков равны
𝑍𝐾 =
𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4
2
ln
+ 𝑖(𝑚𝐾 − 𝑚) .
2𝜋
𝜋𝛽
(5.5.14)
Тут же можно заметить, что массы кинков сингулярны в самодуальной точке
𝛽 = 0. В окрестности этой точки кинки очень тяжёлые.
Чтобы получить спектр кинков при Re𝛽 < 0, можно аналитически продолжить (5.5.13) и (5.5.14) на 𝛽 → 𝛽˜ = −𝛽. Слагаемые с логарифмами в (5.5.13),
(5.5.14) дают 𝑖(𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4 )/2, и 𝑚
¯ переходит в 𝑚.
˜ Отметим, что это
согласуется с преобразованием 𝑆-дуальности (5.1.4).
Теперь стоит обратить внимание на то, что центральные заряды 𝑛 и
𝜌-кинков (5.5.13) и (5.5.14) имеют точку ветвления при 𝛽 = 0. Это —
новая особенность, которой не было в асимптотически свободных версиях
˜ ) модели. Каков смысл этой точки ветвления? Ниже в данном РаздеWCP(𝑁, 𝑁
ле мы покажем, что для самосогласованности BPS спектра нашей конформной
WCP(2, 2) модели необходимо наличие новых состояний с высшими намотками. Эта башня имеется только в сильной связи и распадается при переходе к
большим 𝛽. Это можно увидеть следующим образом.
Рассмотрим некий процесс, в котором константа связи 𝛽 меняется по некоторой траектории в комплексной плоскости. Эта траектория может протягиваться
из области слабой связи 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 сквозь область слабой связи в дуальную область слабой связи 𝛽 ≪ −𝛽𝐴𝐷 . Эта траектория может также обойти точку АД,
пересечь разрез и попасть на другой лист. Заряды различных BPS состояний
меняются, но на CMS, которые начинаются в точках АД, происходит перестройка спектра, так что полный BPS спектр не меняется при обходе вокруг точки
АД. Возможные «лишние» состояния распадаются на CMS [45].
Однако, эта траектория может также обойти по кругу сингулярность при
𝛽 = 0. Она может также обойти вокруг этой точки несколько раз. При этом, нет
CMS, которые бы начинались в точке 𝛽 = 0 и выходили из неё. Тем самым у нас
образуется другой набор состояний. Из выражения для центральных зарядов
кинков (5.5.13), (5.5.14) видно, что при обходе точки 𝛽 = 0 𝑛 раз центральный
144
заряд BPS кинков превращается в
[𝑛]
𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4
2
ln
+ 𝑖(𝑚𝐴 − 𝑚) + 𝑖 𝑛 · (𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4 ) ,
2𝜋
𝜋𝛽
3𝜋
𝜋
6 arg 𝛽 < − .
2
2
(5.5.15)
𝑍𝐴 =
Здесь фаза константы связи 𝛽 ограничена с учётом разреза, см. Рис. Е.1. Означает ли это, что полный BPS спектр меняется при переходе от листа к листу?
Эту проблему можно разрешить, предположив, что на самом деле все состояния (5.5.15) сразу существуют в сильной связи на первом листе. При обходе
[𝑛]
вокруг 𝛽 = 0 эта башня состояний 𝑍𝐴 просто сдвигается по индексу 𝑛. Так как
этот индекс пробегает все целые значения, и число состояний в такой башне
бесконечно, BPS спектр как целое является на самом деле 2𝜋-периодическим
по отношению к arg 𝛽.
Новая башня (5.5.15) существует только в области сильной связи. В слабой
связи она распадается. Соответствующие CMS и процессы распада изучаются
в Приложении Е.1.2.
5.6
Кривые нейтральной устойчивости (CMS)
В данной главе будут представлены кривые нейтральной устойчивости
(CMS) для различных распадов BPS состояний.
Как уже утверждалось выше, в рассматриваемой здесь WCP(2, 2) теории
константа связи 𝛽 не является бегущей константой связи. Мы хотим изучить
перестройки в BPS спектре при различных значениях 𝛽, в частности при переходе между областями сильной и слабой связи, а также при Re 𝛽 < 0. Для
того, чтобы лучше отразить существенные особенности, мы подробно изучим,
как спектр частиц зависит от 𝛽, держа массы 𝑚𝐴 при этом постоянными14 .
Для этого мы будем изучать CMS на комплексной плоскости 𝛽. Так как угол
𝜃2𝑑 обладает свойством 2𝜋 периодичности, вся картина спектров будет также
периодична.
В Разделах 5.4 и 5.5 мы видели, что спектры в слабой и сильной связи
разные. В слабой связи 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 мы видели дионную башню (5.4.1), а также
14
Или, точнее говоря, отношения масс, так как положения CMS на плоскости 𝛽 могут зависеть только от
безразмерных величин, и в нашей теории WCP(2, 2) нет масштаба сильной связи Λ.
145
«петрурбативные» состояния с центральным зарядом 𝑖(𝑚1 −𝑚2 ). Их нет в сильной связи, и значит, они должны распадаться на CMS, разделяющей области
сильной и слабой связи. Мы будем называть такие CMS первичными кривыми.
Кроме того, в сильной связи есть 𝜌-кинки, которых нет в слабой связи.
Соответственно, должна быть и CMS, на которой распадаются эти состояния.
Такие кривые мы будем называть вторичными кривыми.
Наконец, мы видели, что в слабой связи есть так называемые бифундаменталы — пертурбативные состояния с массами |𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )|, 𝑃 = 1, 2, 𝐾 = 3, 4.
Эти состояния не распадаются даже в сильной связи. Они имеются везде на
плоскости 𝛽. Чтобы убедиться в этом, достаточно заметить, что в безмассовом
пределе 𝑚𝐴 → 0 в четырёхмерной СКХД есть хиггсовская ветка, составленная из бифундаментальных кварков. Эта Хиггсовская ветка защищена суперсимметрией, и она есть в теории при любом значении константы связи. Через
2D-4D соответствие мы заключаем, что бифундаменталы в двумерии также существуют при любых значениях 𝛽.
Ниже в данной главе мы будем изучать первичные CMS, а вторичные кривые рассматриваются в Приложении Е.1.
5.6.1
Первичные кривые на плоскости 𝛽
Как уже обсуждалось выше, при переходе от больших 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 к сильной
связи 𝛽 ∼ 1 пертурбативные состояния с центральным зарядом 𝑖(𝑚1 − 𝑚2 )
распадаются на CMS, образуя (дионные) пары кинк-антикинк. Процесс распада
можно схематично записать как15
[𝑖(𝑚1 − 𝑚2 )] → [𝑍1 ] + [−𝑍2 ] .
⏞
⏟ ⏞
⏟ ⏞
⏟
elementary quantum
dyon
(5.6.1)
antidyon
Когда мы находимся на CMS, у центральных зарядов распадных частиц должны быть одинаковые фазы, то есть они должны быть коллинеарными векторами
на комплексной плоскости. Отсюда можно вывести уравнение на CMS,
(︂
)︂
(︂
)︂
𝑍𝑃
𝑍𝑃
Im
= 0 ⇔ Re
= 0 , 𝑃 = 1, 2 .
(5.6.2)
𝑖(𝑚1 − 𝑚2 )
𝑚1 − 𝑚2
15
Здесь и далее обозначения с квадратными скобками [𝑍𝐴 ], [𝑖(𝑚1 −𝑚2 )] используются для частиц с соответ-
ствующими центральными зарядами. Центральный заряд античастицы равен центральному заряду частицы,
взятому со знаком минус.
146
θ2d
AD1
Z − i(m2 − m3 )
O
− π2
Z − i(m2 − m3 )
Z − i(m1 − m2 )
π
2
σ1 → σ2
Z − i(m3 − m4 )
AD3
π
σ2 → σ1
AD4
Re β
AD2
−π
Рис. 5.4: Первичные CMS (сплошные линии слева и справа, схематично) и сдвиги центрального заряда (см. Приложение Е.2). 𝐴𝐷𝐴 обозначают точки АД, где соответствующий
центральный заряд 𝑍𝐴 зануляется, Случай общего положения масс 𝑚𝐴 . Серым закрашена
область сильной связи. При переходе от одной точки АД к другой, как показано на рисунке,
появляются сдвиги фаз. Также имеется Z2 преобразование (меняющее местами корни 𝜎),
действующее при сдвиге 𝜃2𝑑 → 𝜃2𝑑 + 2𝜋. За исключением этого, вся картина 2𝜋 периодична
по отношению к 𝜃2𝑑 . 𝐴𝐷2 = 𝐴𝐷1 − 2𝜋𝑖, 𝐴𝐷3 = 𝐴𝐷4 − 2𝜋𝑖.
Та же кривая распада описывает распад дионной башни (5.4.1) на состояния
сильной связи.
Эта кривая отделяет область слабой связи 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 от области сильной
связи. Она проходит через точки АД (5.3.16) с Re 𝛽 > 0, в которых масса
одного из 𝑛-кинков [𝑍𝑃 ] зануляется. Эти точки обозначаются как AD𝑃 ,
AD2 = AD1 − 2𝜋𝑖 ,
, подробности см. в Приложении Е.2. Разумеется, соответствующие CMS обладают свойством 2𝜋 периодичности по 𝜃2𝑑 .
Мы решаем (5.6.2) численно. Результаты представлены кривой справа на
Рис. 5.4. Отметим, что кинки [𝑍1 ] и [𝑍2 ] (5.5.6), которые есть в сильной свя-
147
зи, выживают в области слабой связи при положительных 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 . В этой
области они входят в башню (5.4.1) с 𝑛 = 0 и 𝑛 = −1 соответственно. Такое поведение хорошо знакомо: состояния, которые могут становиться безмассовыми
в некоторых точках на CMS, есть как в слабой, так и в сильной связи [1, 87].
Отметим, что CMS для CP(1) модели на комплексной плоскости 𝛿𝑚12 хорошо известна [82]. Она представляет собой замкнутую кривую вокруг начала
координат, проходящую через точки АД. Наша кривая на Рис. 5.4 (а точнее,
её правая ветвь при Re 𝛽 > 0) представляет собой перенос кривой [82] на плоскость 𝛽. В плоскости 𝛽 эта кривая не замкнута. Она является периодичной по
𝜃2𝑑 .
Аналогично, когда величина Re 𝛽 имеет большое отрицательное значение
(левая часть Рис. 5.4), в теории есть пертурбативные состояния с центральным
зарядом 𝑖(𝑚3 − 𝑚4 ) и соответствующая дионная башня. Их кривые распада
удовлетворяют
(︂
𝑍𝐾
Re
𝑚3 − 𝑚4
)︂
= 0,
𝐾 = 3, 4 .
(5.6.3)
Эта CMS разделяет дуальную область слабой связи 𝛽 ≪ −𝛽𝐴𝐷 от области
сильной связи. На Рис. 5.4 эта кривая нарисована слева.
Мы видим две области сильной связи на комплексной плоскости 𝛽. Они разделены областью сильной связи, которая напоминает полосу вдоль направления
𝜃2𝑑 . Именно это изображено на Рис. 5.4.
5.7
Фаза вместо-конфайнмента
В данном Разделе мы используем 2D-4D соответствие для того, чтобы под-
твердить наличие фазы вместо-конфайнмента в четырёхмерной СКХД в сильной связи. Эта фаза была обнаружена ранее в асимптотически свободных версиях СКХД [74], см. также обзор [13].
Для этого мы сперва рассмотрим нашу WCP(2, 2) модель на мировой
поверхности неабелевой струны. В предыдущих Разделах мы выяснили, что
спектр BPS состояний сильно различается в слабой и сильной связи. В частности, пертурбативные состояния с массой |𝑚1 − 𝑚2 | распадаются на, скажем,
кинк [𝑍1 ] и антикинк [−𝑍2 ], когда мы пересекаем через CMS в правой части
Рис. 5.4, переходя из области слабой связи в область сильной связи. В сильной
148
связи этих пертурбативных состояний нет.
Из 2D-4D соответствия мы можем заключить, что схожий процесс возникает
на кулоновской ветке (при 𝜉 = 0) в четырёхмерной СКХД, когда мы переходим
из режима слабой связи в режим сильной связи. Двумерные пертурбативные
состояния м массой |𝑚1 − 𝑚2 | соответствуют в четырёхмерной теории (СКХД)
BPS внедиагональным кваркам 𝑞 𝑘𝑃 , 𝑃 = 1, 2, а также глюонам. Их нет в сильной связи. Они распадаются на монополь-антимонопольные пары 16 .
Более того, так как 𝑛-кинки двумерной теории образуют дублеты по первой SU(2) подгруппе глобальной группы (5.2.7), см. (5.5.7) и (5.5.9), монополи и
антимонополи, образующиеся в результате распада кварков и глюонов, также
преобразуются как дублеты и антидублеты по первой SU(2) подгруппе глобальной группы.
При включении 𝜉 в слабой связи четырёхмерная теория переходит в хиггсовскую фазу. Кварки 𝑞 𝑘𝑃 , 𝑃 = 1, 2, экранируются конденсатом (1.1.1). Они
объединяются с массивными глюонами и образуют длинные не-BPS 𝒩 = 2
√
мультиплеты с массой 𝑔 𝜉, подробности см. в обзоре [11]. Кроме того, при ненулевых значениях 𝜉 монополи удерживаются неабелевыми струнами и являются
невылетающими.
При уходе вглубь области сильной связи монополь и антимонополь, образовавшиеся в результате распада кварка или глюона, не могут удалиться
друг от друга. Они соединены двумя сдерживающими их струнами и образуют монополь-антимонопольный струнный мезон, показанный на Рис. 1.1a.
Разумеется, этот мезон не является BPS состоянием. Он имеет массу порядка
√
𝜉. Отметим также, что этот мезон образуется также и в безмассовом пределе
𝑚𝐴 → 0. Масштаб масс четырёхмерной СКХД определяется параметром ФИ 𝜉.
Таким образом мы видим, что заэкранированные кварки и глюоны, которые есть в четырёхмерной СКХД в хиггсовской фазе в слабой связи, не
выживают при переходе в сильную связь. Они эволюционируют в монопольантимонопольные струнные мезоны. Эта фаза, возникающая в сильной связи,
называется фазой вместо-конфайнмента [13].
Эта фаза служит альтернативой обычной фазе конфайнмента в КХД. Роль
16
Мы называем монополями все состояния в четырёхмерии, обладающие ненулевым магнитным зарядом,
хотя они могут быть дионами, несущими также электрический и глобальный заряды [2].
149
конституентных кварков в этой фазе играют монополи. Кроме того, так как
монополи и антимонополи преобразуются как дублеты и антидублеты по первой SU(2) подгруппе глобальной группы (5.1.1), струнные мезоны возникают в
синглетном или присоединённом представлениях первой SU(2) подгруппы. Это
похоже на то, что происходит в КХД: кварк-антикварковые мезоны образуют
синглетные или присоединённые представления флейворной группы.
Тот же механизм вместо-конфайнмента приводится в действие, если мы
начинаем с больших отрицательных 𝛽 и переходим через левую CMS в область сильной связи. Монополь-антимонопольные мезоны, образующиеся на
этой CMS, возникают в синглетном или присоединённом представлениях второй SU(2) подгруппы глобальной группы. Область сильной связи между левой
и правой CMS на Рис. 5.4 в двумерной теории соответствует области сильной
связи вокруг большого полукруга на Рис. 5.5, если говорить в терминах комплексифицированной константы связи 𝜏 четырёхмерной теории, см. (5.9.1) в
Разделе 5.9. Эта зона и есть область фазы вместо-конфайнмента в четырёхмерной СКХД.
5.8
Струнный барион из теории поля
В данном Разделе мы покажем, что наличие барионного состояния (5.2.9),
найденного как безмассовое состояние струны при помощи теории критической
струны, применённой к неабелевому вихрю в четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД, может быть подтверждено с использованием только методов теории поля. Начнём
с рассмотрения WCP(2, 2) модели на мировой поверхности струны в сильной
связи вблизи точки 𝛽 = 0. Барионный заряд 𝑄𝐵 = 2 и отсутствие картановских
зарядов по отношению к обеим SU(2) подгруппам глобальной группы (5.2.7)
подсказывает, что такое состояние может быть образовано как BPS связанное
состояние двух разных 𝑛-кинков и ещё двух разных 𝜌-кинков, расположенных
на бесконечной прямой струне в следующем порядке:
[𝑍𝑃 ]|1→2 + [𝑍𝐾 ]|2→1 + [𝑍𝑃 ′ ]|1→2 + [𝑍𝐾 ′ ]|2→1 ,
𝑃 ̸= 𝑃 ′ ,
𝐾 ̸= 𝐾 ′ ,
(5.8.1)
где индекс |1→2 (|2→1 ) обозначает кинк, интерполирующий из вакуума 1 в вакуум 2 (из вакуума 2 в вакуум 1). Центральные заряды второго и четвёртого
150
кинков входят с минусами, см. (5.5.4), и полный центральный заряд связанного
состояния (5.8.1) равен
𝑍𝑏 = 𝑖(𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4 ),
(5.8.2)
см. (5.5.13) и (5.5.14). Отметим, что у этого состояния не может быть топологического заряда. Топологический заряд в двумерии переводится в магнитный
заряд монополя в четырёхмерии. Ясно, что у бариона (или у любого другого
адрона) не может быть цвет-магнитного заряда, так как магнитные заряды в
четырёхмерной СКХД являются невылетающими.
Составное состояние из четырёх кинков (5.8.1) преобразуется по глобальной
группе (5.2.7) так же, как
′
′
′
′
𝑛𝑃 𝜌𝐾 𝑛𝑃 𝜌𝐾 = 𝑤𝑃 𝐾 𝑤𝑃 𝐾 ,
(5.8.3)
где мы пользуемся калибровочно инвариантными мезонными переменными
(5.2.2). Ясно, что комбинация (5.8.3) симметрична по перестановке индексов
𝑃, 𝑃 ′ , а также 𝐾, 𝐾 ′ . Таким образом, это состояние является триплетом (3, 3,
2) глобальной группы. Это не то, что мы ищем.
Синглетное представление (1, 1, 2) (5.2.9), за которым мы охотимся, соответствовало бы выражению det(𝑤). Но это равно нулю, см. (5.2.3)!
Вспомним, однако, что это зануляется только в WCP(2, 2) модели, сформулированной в терминах полей 𝑛 и 𝜌. Рассмотрим безмассовый предел 𝑚𝐴 → 0
и пойдём в точку 𝛽 = 0. Наша WCP(2, 2) теория на конифолде допускает маргинальную деформацию комплексной структуры конифолда при 𝛽 = 0 [75, 76],
а именно
det(𝑤) = 𝑏,
(5.8.4)
где 𝑏 — комплексный параметр, см. (5.2.5) в Разделе 5.2. Эта деформация сохраняет риччи-плоскость, обеспечивая тем самым то, что двумерная теория на
мировой поверхности всё ещё является конформной и не имеет динамического
масштаба Λ, так что барионное состояние det(𝑤), возникающее в деформированной теории, является безмассовым.
Теперь мы пользуемся 2D-4D соответствием, которое гарантирует, что при
𝛽 = 0 и ненулевых 𝑏 в четырёхмерной СКХД есть похожее безмассовое барионное BPS состояние, образованное четырьмя монополями. При ненулевых
151
значениях 𝜉 монополи являются невылетающими, и этот барион представляет
собой конфигурацию, напоминающую ожерелье: четыре монополя, соединённые
сдерживающими струнами, см. Рис. 1.1b. При ненулевых 𝜉 это состояние становится хорошо определённым локализованным состоянием в четырёхмерной
√
СКХД. Его размер определяется величиной 1/ 𝜉. Отметим, что этот барион
остаётся коротким безмассовым BPS гипермультиплетом при ненулевых 𝜉, так
как нет никакого другого безмассового BPS состояния с такими же квантовыми
числами, с которым наш барион мог бы объединиться и образовать длинный
мультиплет17 .
Теперь мы можем задаться вопросом: каково происхождение параметра маргинальной деформации 𝑏 в четырёхмерной СКХД? Как уже было упомянуто
в Разделе 5.1, это может быть маргинальная константа связи, сохраняющая
𝒩 = 2 суперсимметрию, или вакуумное среднее динамического состояния. Константа связи 𝛽 связана с деформацией кэлерова класса конифолда, а не его
комплексной структуры. Кроме того, заметим, что параметр деформации 𝑏 не
может быть константой связи, возникающей при калибровке любой симметрии
калибровочной группы (5.1.1), так как он обладает ненулевым 𝑄𝐵 . Это приводит нас к заключению, что 𝑏 является вакуумным средним динамического
состояния, а именно, вакуумным средним безмассового струнного бариона из
четырёх монополей, который обсуждался выше.
Барион 𝑏 существует только при 𝛽 = 0. При удалении от точки 𝛽 = 0 он
должен распадаться на CMS, плотно обхватывающей 𝛽 = 0 и вырожденной в
точку. Он распадается на два безмассовых бифундаментальных кварка, которые находятся в представлении (2, 2, 1) глобальной группы.
Таким образом мы смогли подтвердить, что новая непертурбативная хиггсовская ветка вещественной размерности dim ℋ = 4 открывается в нашей четырёхмерной СКХД в точке 𝛽 = 0 (с точностью до 2𝜋 периодичности угла
𝜃2𝑑 ) в безмассовом пределе. Весьма вероятно, что пертурбативная хиггсовская
ветка (5.1.2), образованная бифундаментальными кварками, поднимается при
𝑏 ̸= 0. Точка 𝛽 = 𝑏 = 0 является точкой фазового перехода, сингулярностью,
где встречаются две хиггсовские ветки. Этот вопрос требует дальнейшего про17
Это похоже на то, что происходит с бифундаментальными кварками, которые остаются безмассовыми
BPS состояниями при включении ненулевого 𝜉.
152
яснения.
5.9
Детали 2D-4D соответствия
Как утверждалось выше, сигма-модель (5.1.3) является эффективной тео-
рией на мировой поверхности семилокальной неабелевой струны в четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД. Вообще говоря, если рассматривать четырёхмерную теорию
с калибровочной группой U(𝑁 ) и 𝑁 < 𝑁𝑓 6 2𝑁 ароматами кварков, соответствующей теорией на мировой поверхности будет взвешенная сигма-модель
˜ ) . В данной Главе мы делаем упор на случай 𝑁𝑓 = 2𝑁 = 4.
WCP(𝑁, 𝑁
Параметры масс 𝑚𝐴 в теории на мировой поверхности (5.1.3) совпадают с
массами кварков четырёхмерной СКХД. Двумерная константа связи 𝛽 (1.2.5)
также связана с четырёхмерной комплексифицированной константой связи 𝜏SW ,
определяемой как
8𝜋 𝜃4𝑑
+
.
(5.9.1)
𝑔2
𝜋
есть 𝜃-угол четырёхмерной теории. Мы начнём данный Раздел с вы𝜏SW = 𝑖
Здесь 𝜃4𝑑
вода соответствующего соотношения.
5.9.1
Связь между константами связи
В пределе слабой связи, известное на классическом уровне соотношение
между константами связи рассматриваемых четырёхмерной и двумерной теорий есть [6, 7]
Re 𝛽 ≈
4𝜋
.
𝑔2
(5.9.2)
Но какова же точная формула?
Чтобы установить соотношение, применимое на квантовом уровне, мы воспользуемся 2D-4D соответствием — совпадением BPS спектров монополей че̃︀ ) модели на мировой потырёхмерной СКХД и кинков двумерной WCP(𝑁, 𝑁
верхности, см. Раздел 1.3. Как уже было отмечено выше, ключевой технической причиной, стоящей за этим, является то, что вакуумные средние поля 𝜎,
получающиеся из точного твистованного суперпотенциала, совпадают с двойными корнями кривой Зайберга-Виттена [2] в кварковом вакууме четырёхмерной СКХД [32, 45]. Ниже мы используем это совпадение спектров для вывода
153
точного соотношения между четырёхмерной 𝜏𝑆𝑊 и двумерной 𝛽 константами
связи в рассматриваемом случае 𝑁𝑓 = 2𝑁 = 4, когда обе константы связи не
являются бегущими константами связи.
Математически это можно сформулировать следующим образом. Рассмотрим кривую Зайберга-Виттена для четырёхмерной СКХД. Кривая ЗайбергаВиттена для SU(𝑁 ) калибровочной теории с 𝑁𝑓 = 2𝑁 ароматами была выведена в [88, 89]. Она имеет форму
𝑦2 =
𝑁
∏︁
𝑁𝑓
∏︁
(𝑥 − 𝜑𝑎 )2 + ℎ(ℎ + 2) (𝑥 + ℎ𝑚𝑆 + 𝑚𝑖 ) ,
𝑎=1
𝑁𝑓 = 2𝑁 .
(5.9.3)
𝑖=1
Здесь,
ℎ ≡ ℎ(𝜏SW )
является модулярной функцией (Д.2.1), см. Приложение Д. Кроме того, 𝜏SW
определена в (5.9.1). Параметр 𝑚𝑆 в (5.9.3) — средняя масса,
𝑁𝑓
1 ∑︁
𝑚𝑖 .
𝑚𝑆 =
𝑁𝑓 𝑖=1
(5.9.4)
Комбинация ℎ(ℎ + 2) инвариантна относительно преобразований 𝑆 и 𝑇 дуальности.
В действительности, нас интересует калибровочная группа
U(𝑁 ) =SU(𝑁 ) × U(1) .
(5.9.5)
Поэтому мы можем сдвинуть 𝑥 → (𝑥 + ℎ𝑚𝑆 ), 𝜑𝑎 → (𝜑𝑎 + ℎ𝑚𝑆 ) и избавиться
от 𝑚𝑆 . Отметим, что в U(𝑁 ) теории — в противоположность к SU(𝑁 ) случаю
∑︀
— сумма 𝑎 𝜑𝑎 не обязана быть равной нулю. Кривая Зайберга-Виттена (5.9.3)
становится
𝑁𝑓
𝑁
∏︁
∏︁
2
𝑦 =
(𝑥 − 𝜑𝑎 ) + ℎ(ℎ + 2) (𝑥 + 𝑚𝑖 ) ,
2
𝑎=1
𝑁𝑓 = 2𝑁 .
(5.9.6)
𝑖=1
Наш кварковый вакуум является сингулярной точкой на кулоновской ветке, в
которой все корни Зайберга-Виттена двойные, так что диагональные кварки 𝑞 𝑘𝑃
с 𝑘 = 𝑃 безмассовые. При включении ненулевого 𝜉 эта сингулярность преобразуется в изолированный вакуум, в котором диагональные кварки развивают
вакуумные средние (1.1.1).
154
Для того, чтобы обеспечить совпадение BPS спектров, мы требуем, чтобы
двойные корни кривой Зайберга-Виттена четырёхмерной теории (5.9.6) совпадали с решениями вакуумного уравнения двумерной теории (5.3.2). В асимптотически свободных теориях кривая Зайберга-Виттена есть просто квадрат
вакуумного уравнения двумерной теории [32]. Это гарантирует совпадение корней. Мы воспользуемся такой же идеей в нашем конформной случае.
Рассмотрим квадрат уравнения (5.3.2) в следующей форме:
]︃
[︃ 𝑁
2𝑁
(︁√
)︁
)︁ 2
∏︁
∏︁ (︁√
2𝜎 + 𝑚𝑃 − 𝑒−2𝜋𝛽
2𝜎 + 𝑚𝐾
.
𝑦̃︀2 =
(5.9.7)
𝐾=𝑁 +1
𝑃 =1
Мы хотим связать это выражение с кривой Зайберга-Виттена (5.9.6). Уравнение
(5.9.7) может быть переписано как
]︃
[︃ 𝑁
2𝑁
2𝑁 (︁
(︁√
)︁
)︁ 2
)︁
∏︁
∏︁
∏︁ (︁√
√
−2𝜋𝛽
−2𝜋𝛽
2
−4 𝑒
𝑦̃︀ =
2𝜎 + 𝑚𝑃 + 𝑒
2𝜎 + 𝑚𝐾
2𝜎 + 𝑚𝐴 .
𝑃 =1
𝐾=𝑁 +1
𝐴=1
(5.9.8)
Сравнивая это выражение с кривой четырёхмерной теории (5.9.6), получаем:
√
𝑥 = 2𝜎 ,
ℎ(ℎ + 2) = −
4𝑒−2𝜋𝛽
,
(1 + 𝑒−2𝜋𝛽 )2
(5.9.9)
𝑦̃︀2
𝑦 =
.
(1 + 𝑒−2𝜋𝛽 )2
2
Кроме того, можно найти выражение для параметров кулоновской ветки,
√︃
−2𝜋𝛽
Δ𝑚 1 − 𝑒
(𝛿𝑚12 )2 + 𝑒−2𝜋𝛽 (𝛿𝑚34 )2
𝑒−2𝜋𝛽
2
𝜑1,2 = −
±
−
Δ𝑚
,
2 1 + 𝑒−2𝜋𝛽
4(1 + 𝑒−2𝜋𝛽 )
(1 + 𝑒−2𝜋𝛽 )2
(5.9.10)
где массы обозначены согласно (5.3.6). Отметим, что один из этих параметров
расходится при 𝛽 = 𝑖𝑘/2, 𝑘 ∈ Z (сравн. обсуждение в Приложении Ж).
Второе соотношение в (5.9.9) можно рассматривать как квадратное уравнение по отношению к 𝑒−2𝜋𝛽 . Решая его, получаем два корня
𝑒−2𝜋𝛽1 = 𝜆(𝜏SW + 1) ,
1
𝑒−2𝜋𝛽2 =
,
𝜆(𝜏SW + 1)
(5.9.11)
155
где были использованы формулы (Д.2.4) и (Д.3.3). Определение функции 𝜆
написано в Приложении Д.3. Под действием преобразования 𝑆-дуальности эти
два решения меняются местами, см. (Д.3.4).
В пределе слабой связи Im 𝜏SW ≫ 1 функции 𝜆 в формулах (5.9.11) могут
быть разложены в соответствии с (Д.3.1). Из первой формулы в (5.9.11) получим
𝑒−2𝜋𝛽 ≈ 16𝑒𝜋𝑖(𝜏SW +1) .
(5.9.12)
Вспоминая определения комплексифицированных констант связи (1.2.5) и
(5.9.1), можно записать формулу для слабой связи как
𝑟≈
4𝜋 2 ln(2)
−
,
𝑔2
𝜋
(5.9.13)
𝜃2𝑑 ≈ −𝜃4𝑑 − 𝜋 ,
сравн. (1.2.5). Этот результат согласуется с известными квазиклассическими ответами. Из этого анализа мы видим, что из двух возможностей в (5.9.11) именно
первая приводит к правильному пределу слабой связи. Тем самым, можно написать итоговую формулу для связи между константами связи четырёхмерной
и двумерной теорий:
𝑒−2𝜋𝛽 = 𝜆(𝜏SW + 1) .
(5.9.14)
Это соотношение проиллюстрировано на Рис. 5.5 и Рис. 5.6.
Формула (5.9.14) должна быть использована вместо аналогичной формулы,
написанной ранее в [73] без вывода. Её стоит сравнить также с результатом,
полученным в работе [90] в 2017 году Гершковицем и Карасиком. Их формула
не совсем совпадает с (5.9.14). Объяснение этого факта приведено ниже под
формулой (5.9.15).
Отметим, что различные возможные формы кривой Зайберга-Виттена могут привести к различным соотношениям между константами связи двумерной
и четырёхмерной теорий. Например, в статье [88] авторами утверждалось, что
сдвиг 𝜏SW → 𝜏SW +1 есть, в общем, изменение точки отсчёта 𝜃-угла на 𝜋, так что
якобы физика от такого сдвига не меняется, меняется только кривая ЗайбергаВиттена. Кривая (5.9.6) соответствует выбору
𝜃24 + 𝜃14
𝑔= 4
,
𝜃2 − 𝜃14
ℎ(ℎ + 2) = −(1 − 𝑔 2 ) .
156
для функции 𝑔 из [88]. Можно было также выбрать эту функцию по-другому,
𝜃34 − 𝜃14
𝑔= 4
,
𝜃3 + 𝜃14
что привело бы к формуле
𝑒−2𝜋𝛽 = 𝜆(𝜏SW )
(5.9.15)
вместо нашего результата (5.9.14). Соотношение (5.9.15) между двумерной и четырёхмерной константами связи было получено в уже упомянутой статье [90]
с использованием локализации. Однако, в этой формуле используется необщепринятое определение точки отсчёта 𝜃4𝑑 -угла в четырёхмерии (𝜃4𝑑 сдвинут на
𝜋). В данной Главе мы будем пользоваться соотношением (5.9.14).
Наконец, отметим, что формула, связывающая константы связи четырёхмерной и двумерной констант связи, может на самом деле зависеть от схемы
перенормировок; см. например [91, Разделы 3.4 и 3.5] и [92, Раздел 9.2.1]. Здесь
мы получили формулу (5.9.14). Рассмотрим альтернативную формулу
−2𝜋𝛽 ⃒
𝑒
⃒
alt
= −ℎ(𝜏SW )[ℎ(𝜏SW ) + 2] .
(5.9.16)
Схожие (но те совсем такие же) выражения появлялись ранее, например, в [73].
Используя тождество (Д.3.5), можно видеть, что константы связи 𝛽 в (5.9.14)
и в (5.9.16) связаны,
⃒
𝑒−2𝜋𝛽 ⃒alt
⃒
4 𝑒−2𝜋𝛽 ⃒(5.9.14)
= (︁
)︁2
⃒
−2𝜋𝛽
⃒
1+𝑒
(5.9.14)
(5.9.17)
Эти две константы связи описывают эквивалентные теории, см. [91, формула
(3.104)]. Нетривиальное соотношение между ними, по-видимому, просто отражает разные выборы схемы перенормировок.
5.9.2
Дуальности
Мы уже видели, что WCP(2, 2) модель на мировой поверхности (5.1.3) обладает преобразованием дуальности (5.1.4). В данном подразделе мы увидим, как
это преобразование связано с 𝑆-дуальностью четырёхмерной СКХД, а также
157
Im τ
e∞
d∞
a∞
h
1
o∞
c
-1
b Re τ
0
1
Рис. 5.5: Фундаментальная область группы дуальностей на плоскости 𝜏 (закрашенная область). Также показаны некоторые траектории в пространстве значений 𝜏 . Соответствующие
траектории также показаны на плоскости 𝛽, см. Рис. 5.6. Траектория 𝑏 → 𝑜∞ является 𝑆𝑇 −1 образом траектории 𝑏 → 𝑎∞ . Траектория ℎ → 𝑜∞ является 𝑆-образом траектории ℎ → 𝑒∞ .
1
обсудим другие дуальности. Мы определяем преобразования 𝑆 и 𝑇 2 как
𝑆 : 𝜏SW →
−1
,
𝜏SW
(5.9.18)
1
2
𝑇 : 𝜏SW → 𝜏SW + 1 .
Обычное преобразование 𝑇 -дуальности, 𝜏SW → 𝜏SW + 2, есть квадрат преобра1
зования 𝑇 2 .
Написанные в (5.9.18) преобразования являются образующими модулярной
группы SL(2, Z). Для нашей теории с калибровочной группой SU(2) группа
дуальностей — не вся группа SL(2, Z), а её подгруппа, образующими которой
являются 𝑆 и 𝑇 , так называемая конгруэнтная подгруппа Γ0 (2) группы SL(2, Z).
Несложно найти фундаментальную область такой группы, см. Рис. 5.5.
В работе [90] было показано, что четырёхмерная 𝒩 = 2 СКХД с калибровочной группой U(𝑁 ) не инвариантна относительно преобразования дуальности
𝑆. Скажем, наша теория с одинаковыми U(1) зарядами четырёх кварков пере-
158
θ2d
2π c
o∞
π
o∞
h
d∞
e∞
b
a∞
Re β
0
Рис. 5.6: Фундаментальная область группы дуальности на плоскости 𝛽 (закрашенная область). Также показаны некоторые траектории в пространстве значений 𝛽. Соответствующие
траектории также показаны на плоскости 𝜏 , см. Рис. 5.5. Траектория 𝑏 → 𝑜∞ является 𝑆𝑇 −1 образом траектории 𝑏 → 𝑎∞ . Траектория ℎ → 𝑜∞ является 𝑆-образом траектории ℎ → 𝑒∞ .
Эти траектории проведены по модулю соотношения 𝜃2𝑑 ∼ 𝜃2𝑑 + 2𝜋.
ходит при таком преобразовании в СКХД с разными U(1) зарядами кварков.
Однако, СКХД с калибровочной группой U(2) и одинаковыми U(1) зарядами
1
инвариантна по отношению к преобразованию 𝑆𝑇 2 𝑆 [90]. Это преобразование
на языке теории на мировой поверхности означает, что эта теория инвариантна
при изменении знака 𝛽 → −𝛽.
При наших соглашениях касательно 𝜃4𝑑 -угла, см. формулу (5.9.14), соответствующим преобразованием дуальности на самом деле является 𝑆-преобразование. Действительно, 𝜃4𝑑 -угол, рассматриваемый в работе [90], отличается от
1
нашего сдвигом на 𝜋 (сравн. «+1» в (5.9.14)), то есть на преобразование 𝑇 2 . Так
1
как без такого сдвига преобразованием дуальности было бы 𝑆𝑇 2 𝑆, то нашим
преобразованием дуальности на самом деле является
1
1
1
𝑇 2 · 𝑆𝑇 2 𝑆 · 𝑇 2 = 𝑆 .
(5.9.19)
Это тождество может быть явно проверено.
Рассмотрим подробнее эту 𝑆-дуальность. При преобразовании 𝑆 константа
связи четырёхмерной теории преобразуется как
𝑆
𝜏SW −
→
−1
,
𝜏SW
(5.9.20)
а функция 𝜆 в формуле (5.9.14) превращается в (см. (Д.3.4)):
𝑆
𝜆(𝜏SW + 1) −
→
1
𝜆(𝜏SW + 1)
,
(5.9.21)
159
так что под действием 𝑆-дуальности (сравн. (5.1.4))
𝑆
𝛽−
→ −𝛽 .
(5.9.22)
Таким образом мы показали, что дуальность на мировой поверхности (5.1.4)
в точности соответствует 𝑆-дуальности четырёхмерной теории. Это проиллюстрировано на Рис. 5.5 и 5.6.
Самодуальная точка WCP(2, 2) модели 𝛽 = 0 соответствует в четырёхмерии константе связи 𝜏SW = 1. Под действием преобразования 𝑆-дуальности
четырёхмерной теории это значение переходит в 𝜏SW = −1, что отличается от
исходного значения 𝜏SW = 1 сдвигом 𝜃4𝑑 -угла на 2𝜋. Четырёхмерная самодуальная точка 𝜏 = 𝑖 соответствует в двумерии константе связи 𝛽 = 𝑖/2, см. также
Приложение Ж.
5.10
Обсуждение результатов
Некоторое время назад стало известно, что неабелев вихрь-струна в четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД может становиться критическим [29]. Это происходит
из-за того, что помимо четырёх трансляционных нулевых мод обычной струны
АНО, у этой струны есть также шесть ориентационных и размерных нулевых
мод. таргет-пространством эффективной теории на мировой поверхности становится R4 × 𝑌6 , где 𝑌6 — некомпактное шестимерное многообразие Калаби-Яу,
так называемые разрешённый конифолд.
Это открыло путь к квантованию солитонной струны и к изучению такой
калибровочной теории в терминах «эффективной» теории струн. Это представление было названо «обратной голографией». В связи с этим стало возможным
количественное описание спектра адронов [30, 31, 73, 93]. В частности, в работах [73, 93] был использован подход «маленькой теории струн», а именно
дуальность между критической струной на конифолде и некритической 𝑐 = 1
струной с полем Лиувилля и компактным скаляром на самодуальном радиусе. В
самодуальной точке теории на мировой поверхности 𝛽 = 0 был обнаружен безмассовый барионный гипермультиплет 𝑏 четырёхмерной теории, а также были
найдены низко лежащие массивные состояния струны.
Ввиду таких сильных результатов возникает вопрос: можно ли увидеть эти
состояния напрямую из теории поля? В настоящей Главе нам удалось это осу-
160
ществить. Для этого мы воспользовались 2D-4D соответствием. В настоящем
случае это означает совпадение между BPS спектрами в двумерной взвешенной сигма модели WCP(2, 2) (5.1.3) с одной стороны, и в четырёхмерной 𝒩 = 2
СКХД с калибровочной группой U(2) и и четырьмя ароматами кварков в кварковом вакууме. Это совпадение было отмечено в [32, 45] и позднее объяснено
в [7, 8] с использованием представления о невылетающих монополях четырёхмерной теории как о кинках в теории на мировой поверхности. При этом мы
можем свести задачу к изучению BPS спектра самой двумерной модели.
Начав со слабой связи, мы продвинулись в область сильной связи и дальше,
в дуальную область слабой связи. Нам удалось построить самосогласованную
картину BPS спектров в этих областях и кривых нейтральной устойчивости,
разделяющих эти области.
Рассмотрение кинков теории на мировой поверхности вблизи самодуальной
точки 𝛽 = 0 привело нас к переоткрытию непертурбативной хиггсовской ветки,
возникающей в этой точки. Мультиплетом, живущем на этой ветке, оказывается тот самый барионный мультиплет 𝑏, найденный из теории струн. Таким
образом мы подтвердили самосогласованность струнного подхода для описания
исходной калибровочной теории.
Кроме того, в этой модели стало возможным пронаблюдать механизм «вместо конфайнмента» в действии (см. [94, 95] и обзор [13]). В слабой связи 𝛽 ≫ 1
(𝛽 — константа связи сигма-модели) имеются пертурбативные состояния, которые выглядят как возбуждения CP(1) модели. В сильной связи 𝛽 ∼ 1 они
распадаются на пары кинк-антикинк. Если продвинуться дальше, мы попадём в
дуальную область слабой связи 𝛽 ≪ −1 со своими кинками и пертурбативными
возбуждениями. Эта эволюция была описана в ходе данной Главы.
Такая картина на мировой поверхности прямо переносится на четырёхмерную теорию. В слабой связи 𝑔 2 ≪ 1 спектр пертурбативных состояний четырёхмерной 𝒩 = 2 СКХД содержит экранированные кварки и массивные (за счёт
механизма Хиггса) калибровочные бозоны. Есть также и солитонные состояния
— монополи, соединённые неабелевыми трубками потока, образующие мезоны;
однако, они очень тяжёлые. При переходе в область сильной связи 𝑔 2 ∼ 1 экранированные кварки и массивные калибровочные бозоны распадаются в пары
невылетающих монополей и антимонополей. Такая фаза «вместо конфайнмен-
161
та» является альтернативой обычной фазы конфайнмента в КХД.
Похожая фаза вместо-конфайнмента возникает при переходе от больших
отрицательных 𝛽 к сильной связи при 𝛽 ∼ −1. В четырёхмерной СКХД это
соответствует переходу от точки 𝜏 = 0 (на комплексной плоскости 𝜏 ) к верхнему
полукругу, показанному на Рис. 5.5. При этом важно, что 𝑆-дуальность в теории
на мировой поверхности напрямую связана с 𝑆-дуальностью в четырёхмерной
теории, см. Раздел 5.9.
Результаты данной Главы были опубликованы в статье [27].
162
Заключение
Представляемая диссертация посвящена исследованию явлений сильной
связи, в особенности конфайнмента, в суперсимметричных калибровочных теориях. Центральным объектом исследования при этом является неабелева струна, которая ответственна за конфайнмент монополей в суперсимметричных аналогах КХД.
Мы начали с обзора основных фактов о неабелевых струнах в 𝒩 = 2 суперсимметричной КХД с калибровочной группой U(𝑁 ) и 𝑁𝑓 > 𝑁 ароматами
кварков. Эти струны похожи на струны Абрикосова-Нильсена-Олесена, но обладают дополнительными «ориентационными» внутренними степенями свободы
(как бозонными 𝑛𝑙 , так и фермионными 𝜉 𝑙 ).
Затем мы попытались понять, что происходят с неабелевыми струнами и
невылетающими монополями при переходе к 𝒩 = 1 СКХД. Это было сделано
посредством деформирования исходной 𝒩 = 2 теории массовым слагаемым
𝜇 для присоединённой материи. В пределе больших 𝜇 эта теория переходит в
𝒩 = 1 СКХД.
Мы начали со случая 𝑁𝑓 = 𝑁 . Было найдено решение для неабелевой струны, а также выведена двумерная эффективная теория на мировой поверхности
этой струны, описывающая динамику ориентационных мод. Эта теория оказывается бозонной CP(𝑁 − 1) моделью с потенциалом, возникающим из-за разностей масс кварков. Фермионные суперпартнёры 𝜉 𝑙 бозонных ориентационных
модулей 𝑛𝑙 , имевшиеся в 𝒩 = 2 , становятся тяжёлыми при больших 𝜇 и отщепляются.
Был изучен вопрос о том, что происходит с невылетающими монополями
’т Хоофта–Полякова при больших 𝜇. Было показано, что, если разности масс
кварков больше чем (экспоненциально малая) Λ𝐶𝑃 , невылетающие монополи
становятся нестабильными при больших 𝜇. Однако, если массы кварков равны
163
друг другу, то невылетающие монополи выживают в пределе 𝒩 = 1 КХД. Этот
результат замечателен тем, что 𝒩 = 1 КХД находится в неабелевом режиме,
и из квазиклассических соображений можно было бы ожидать, что в этой теории вообще нет монополей. Этот результат также говорит в пользу механизма
«вместо конфайнмента» в 𝒩 = 1 КХД в сильной связи [13].
После этого описанное построение было обобщено на случай 𝑁𝑓 > 𝑁 . В
𝒩 = 2 теории неабелева струна при этом является семилокальной, т.е. обладает
дополнительными модулями размера, соответствующими безмассовым полям,
живущим на струне. Было обнаружено, что после 𝜇-деформации размерные
модули становятся массивными и отщепляются, оставляя за собой «локальную»
неабелеву струну.
Далее была рассмотрена неабелева струна с точки зрения самой теории на
мировой поверхности. Было обнаружено, что 𝜇-деформация, индуцированная
из четырёхмерной теории, приводит к тем же следствиям. Именно, невылетающие монополи, которые видны в двумерии как кинки, интерполирующие между
разными вакуумами, действительно выживают в пределе больших 𝜇 при условии, что разности масс кварков Δ𝑚 равны нулю (последние играют роль масштаба масс в эффективной теории). При этом заодно была найдена вся фазовая
диаграмма на плоскости параметров (𝜇, Δ𝑚), отражающая богатую фазовую
картину модели.
После этого мы совершили резкий разворот навстречу более симметричным
разработкам, а именно неабелевым струнам в 𝒩 = 2 теории с калибровочной
группой U(𝑁 = 2), 𝑁𝑓 = 4 ароматами кварков и ФИ членом [28]. В этом
специальном случае теория на мировой поверхности является суперконформной
и критической. В данной работе был изучен спектр BPS-защищённых состояний
в теории на мировой поверхности, и затем при помощи 2D-4D соответствия
результаты были проинтерпретированы в терминах СКХД в четырёхмерии.
В слабой связи спектр состоит из пертурбативных калибровочных бозонов и тяжёлых солитонных объектов (дионных башен) вместе с соответствующими суперпартнёрами. При переходе к области сильной связи пертурбативные состояния вместе с высоко лежащими дионами распадаются в монопольантимонопольные пары, каждая из которых затем остаётся связанной неабелевыми струнами. Это является явной демонстрацией механизма «вместо кон-
164
файнмента».
Более того, было подтверждено существование безмассового 𝑏-бариона, найденного ранее из подхода, в котором солитонный вихрь описывается как критическая суперструна. Этот важный результат является очередным подтверждением самосогласованности такого струнного подхода.
Теоретико-полевой подход, разработанный в данной работе, может предоставить возможность обобщения этих построений на произвольные 𝑁 и 𝑁𝑓 .
Это, конечно же, весьма привлекательная перспектива. Существует также интересный вопрос о связи с программой исследований AdS/CFT. Есть предпосылки того, что возможно удастся понять причины или даже доказать гипотезу
AdS/CFT в некоторых случаях.
Справедливости ради стоит отметить, что в данной работе не был рассмотрен вопрос о спонтанно нарушенной киральной симметрии. Дело в том, что
в 𝒩 = 2 калибровочной теории киральная симметрия нарушается уже из-за
юкавских взаимодействий. Хотя эта теория и называется «суперсимметричной
КХД», она, конечно, несколько отличается от «исходной» КХД. Можно рассматривать киральную симметрию в 𝒩 = 1 СКХД, но этот вопрос весьма
сложен и заслуживает отдельного внимания.
Представляемая диссертация расширяет представление о неабелевых струнах в суперсимметричных калибровочных теориях, а также о явлениях в сильной связи в целом. Хотя и не вполне ясно, приведёт ли нас данная дорога к
окончательному решению проблемы конфайнмента в «настоящей» КХД, но мы
наверняка сможем продвинуться весьма далеко.
В нелёгком путешествии по бурным водам конфайнмента в калибровочных
теориях с сильной связью есть три важных стадии. Первая — понимание основ
и самой природы конфайнмента. Можно утверждать, что мы достигли этой стадии в 𝒩 = 2 и 𝒩 = 1 теориях. Вторая — вычисление адронного спектра. В свете
последних результатов (включая представленные в данной работе), мы как раз
проходим эту стадию в 𝒩 = 2 теориях. Третья стадия — вывод низкоэнергетической эффективной теории пион-нуклонного взаимодействия напрямую из
первых принципов. Пока что мы ещё не достигли такого уровня, но вполне возможно, что эти результаты находятся лишь на расстоянии вытянутой руки от
нас.
165
ПРИЛОЖЕНИЕ А
Полезные формулы в двумерном
пространстве-времени
В данном Приложение содержатся некоторые формулы и определения, часто используемые для описания физики в двумерном пространстве времени.
Тензоры в двумерии:
𝑔 𝜇𝜈 = diag(+, −) ,
𝜖01 = +1,
𝜖01 = −1 ,
𝜖𝜇𝜈 𝜖𝛼𝛽 = −𝑔 𝜇𝛼 𝑔 𝜈𝛽 + 𝑔 𝜇𝛽 𝑔 𝜈𝛼 .
(А.1.1)
(А.1.2)
(А.1.3)
Дуальный «тензор» напряжённостей электрического поля:
1
𝐹 * = 𝜖𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 = 𝜖𝜇𝜈 𝜕 𝜇 𝐴𝜈 = 𝐹 01 = −𝐹01 ,
2
(А.1.4)
𝐹01 = ℰ ,
(А.1.5)
где ℰ — напряжённость электрического поля, а 2 = 𝜕𝜇 𝜕 𝜇 .
Действие для одного фотонного поля:
}︂ ∫︁
{︂
∫︁
1
1
𝑑2 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 = 𝑑2 𝑥 𝐴𝜇 (2𝑔𝜇𝜈 − 𝜕𝜇 𝜕𝜈 ) 𝐴𝜈 ,
4
2
(А.1.6)
Полезное тождество:
1
1
𝐹 * 𝐹 * = 𝜖𝜇𝜈 𝜕𝜇 𝐴𝜈 𝜖𝛼𝛽 𝜕𝛼 𝐴𝛽
2
2
1
= 𝜕𝜇 𝐴𝜈 (−𝑔 𝜇𝛼 𝑔 𝜈𝛽 + 𝑔 𝜇𝛽 𝑔 𝜈𝛼 )𝜕𝛼 𝐴𝛽
2
1
≃ −𝐴𝜈 (−2𝑔 𝜈𝛽 + 𝜕 𝜈 𝜕 𝛽 )𝐴𝛽
2
𝜕𝜈 𝜕𝛽
= 𝐴𝜇 𝐴𝜇 − 𝐴𝜇
𝐴𝛽 ,
2
(А.1.7)
166
где ≃ подразумевает интегрирование по частям, то есть равенство с точностью
до поверхностных членов.
Гамма-матрицы:
(︃
)︃
0
1
𝛾0 =
,
1 0
𝛾1 =
(︃
)︃
0 −1
1
0
(︃
,
𝛾chir = 𝛾 0 𝛾 1 =
−1 0
0
1
)︃
,
{𝛾 𝜇 , 𝛾chir } = 0 .
(А.1.8)
(А.1.9)
Производные:
𝜕𝐿 = 𝜕𝑡 + 𝜕𝑧 ,
𝜕𝑅 = 𝜕𝑡 − 𝜕𝑧 ,
(А.1.10)
∇𝜇 = 𝜕𝜇 − 𝑖 𝐴𝜇 ,
(А.1.11)
∇
/ = 𝛾 𝜇 ∇𝜇 .
(А.1.12)
Дираковский спинор:
Ξ=
(︃ )︃
𝜉𝐿
𝜉𝑅
,
(︀
)︀
Ξ = Ξ† 𝛾0 = 𝜉 𝑅 , 𝜉 𝐿 ,
1
𝜉𝐿 = (1 − 𝛾chir )Ξ ,
2
1
𝜉𝑅 = (1 + 𝛾chir )Ξ .
2
(А.1.13)
(А.1.14)
Связь формулировок в евклидовом пространстве и в пространстве
Минковского.
Координаты:
𝑥𝜇𝑀 = {𝑡𝑀 , 𝑧} ,
𝑥𝜇𝐸 = {𝑡𝐸 , 𝑧} .
𝑔 𝜇𝜈 = diag(+, −) .
Функциональный интеграл в пространстве-времени Минковского:
∫︁
∫︁
∫︀
𝑖𝑆𝑀
𝑖 ℒ𝑀 𝑑𝑡𝑀
𝒜𝑀 = 𝐷𝜙 𝑒
= 𝐷𝜙 𝑒
.
(А.1.15)
(А.1.16)
(А.1.17)
167
При переходе к Евклидову пространству производится подстановка
(𝑥0 )𝑀 = 𝑡𝑀 −→ −𝑖𝑡𝐸 = −𝑖(𝑥0 )𝐸 ,
(𝑘0 )𝑀 −→ 𝑖(𝑘0 )𝐸 ,
(𝑘1 )𝑀 −→ (𝑘1 )𝐸 ,
2 −→ −Δ = −(𝜕02 + 𝜕12 ) ,
(А.1.18)
ℒ𝑀 −→ −ℒ𝐸 ,
𝑖𝑆𝑀 −→ −𝑆𝐸 ,
Oscillating path integrand −→ Exponentialy decaying path integrand .
Например, для свободного скалярного поля
1
ℒ𝑀 = − 𝜙(2 + 𝑚2 )𝜙 ,
2
1
ℒ𝐸 = 𝜙(−Δ + 𝑚2 )𝜙 .
2
Случай со спинором Дирака несколько сложнее:
0
𝛾𝑀
−→ 𝛾𝐸0 ,
𝜇
𝜈
{𝛾𝑀
, 𝛾𝑀
} = 2𝑔 𝜇𝜈 −→ {𝛾𝐸𝜇 , 𝛾𝐸𝜈 } = 2𝛿 𝜇𝜈 ,
𝜇
(А.1.20)
(А.1.21)
1
𝛾𝑀
−→ 𝑖𝛾𝐸1 ,
так что
(А.1.19)
𝜇
(𝛾 𝑘𝜇 )𝑀 −→ 𝑖(𝛾 𝑘𝜇 )𝐸 .
(А.1.22)
Кроме того,
𝜕𝐿𝑀 = 𝜕𝑡𝑀 + 𝜕𝑧 ,
𝜕𝑅𝑀 = 𝜕𝑡𝑀 − 𝜕𝑧 ,
𝜕𝐿𝐸
𝜕𝑅𝐸
= 𝜕𝑡𝐸 − 𝑖𝜕𝑧 ,
= 𝜕𝑡𝐸 + 𝑖𝜕𝑧 .
Ψ𝑀 −→ Ψ𝐸 ,
𝑀
Ψ
(А.1.23)
𝐸
(А.1.24)
−→ 𝑖 Ψ .
𝐸
Поля Ψ𝐸 и Ψ более не связаны сопряжением (на самом деле, в евклидовом
пространстве нет понятия сопряжения).
Для фотона,
(𝐴0 )𝑀 −→ 𝑖(𝐴0 )𝐸 ,
(𝐴1 )𝑀 −→ (𝐴1 )𝐸 ,
𝑀
𝐹01
−→
𝐸
𝑖𝐹01
,
(𝐹 * )𝑀 −→ 𝑖(𝐹 * )𝐸 .
(А.1.25)
168
1 𝑀 𝜇𝜈
1
1
ℒ𝑀 = − 𝐹𝜇𝜈
𝐹𝑀 = 𝐹0𝑗𝑀 𝐹0𝑗𝑀 − 𝐹𝑗𝑘 𝐹𝑗𝑘 ,
4
2
4
Функции Лагранжа:
ℒ𝐸 =
1
1 𝐸 𝜇𝜈
1
𝐹𝜇𝜈 𝐹𝐸 = 𝐹0𝑗𝐸 𝐹0𝑗𝐸 + 𝐹𝑗𝑘 𝐹𝑗𝑘 .
4
2
4
(А.1.26)
(А.1.27)
169
ПРИЛОЖЕНИЕ Б
Решение уравнений Дирака для
суперориентационных мод
В этом Приложении мы решаем уравнения Дирака (2.5.14). После подстановки
1
Ψ(𝑟),
𝑟𝜑2 (𝑟)
𝜓 1̇− (𝑟) =
𝜆(1) (𝑟) = 𝑖𝑔22 Λ(𝑟)
уравнения (2.5.14) сводятся к
1
𝜕𝑟 Ψ = Λ ,
𝑟𝑔22 𝜑1 𝜑2
𝜑1
𝜇2 𝑓𝑁 𝜑1
𝑟𝜕𝑟 Λ + 𝑓𝑁 Λ −
Ψ = −
,
𝜑2
2 𝜑2
откуда получается уравнение второго порядка на Ψ:
(︂
)︂
1
2
𝜇2 𝑓𝑁 2 2
2
1 +
(𝑓 − 𝑓𝑁 ) 𝜕𝑟 Ψ − 𝑔22 𝜑21 Ψ = −
𝑔 𝜑 .
𝜕𝑟 Ψ −
𝑟
𝑁
2 2 1
(Б.1.1)
(Б.1.2)
Начнём с решения однородной версии уравнения (2.5.14), то есть положим
𝜇2 = 0. Решение есть
𝑓𝑁
,
𝑟𝜑2
)︂
𝜑2
−
.
𝜑1
𝜓 1̇− = 𝑐
𝜆(1)
𝑖𝑔22
= 𝑐
2
(︂
𝜑1
𝜑2
с некоторой постоянной 𝑐. Оно соответствует Ψ = 𝑓𝑁 ; действительно, это
— решение однородной версии уравнения (Б.1.2). С его помощью мы можем
понизить порядок этого уравнения. Рассмотрим
⎛ 𝑟
⎞
∫︁
Ψ(𝑟) = 𝜇2 𝑓𝑁 (𝑟) ⎝ d𝑥 𝜒(𝑥) + 𝑐1 ⎠ ,
0
170
с некоторой постоянной 𝑐1 , тогда из (Б.1.2) следует, что
(︂
)︂
1 1 2 2 2
2
1
𝜕𝑟 𝜒 +
𝑟 𝑔2 (𝜑1 − 𝜑22 ) − 1 −
(𝑓 − 𝑓𝑁 ) 𝜒 = − 𝑔22 𝜑21 .
𝑟 𝑓𝑁
𝑁
2
Это уравнение — первого порядка; его решение можно легко найти:
⎛ 𝑟
⎞
∫︁
d𝑦 𝜑21 2
𝑔 2 𝑟𝜑2
𝑓 + 𝑐2 ⎠ .
𝜒 = − 2 22 ⎝
2𝑓𝑁
𝑦 𝜑22 𝑁
(Б.1.3)
(Б.1.4)
0
Собирая всё воедино, получим:
⎛ 𝑥
⎛ 𝑟
⎞
⎞
∫︁
∫︁
2
2
𝑥𝜑 (𝑥) ⎝ d𝑦 𝜑1 (𝑦) 2
𝑓𝑁 (𝑟) ⎝
𝜓 1̇− (𝑟) = − 𝜇2 𝑔22
d𝑥 22
𝑓 (𝑦) + 𝑐2 ⎠ + 𝑐1 ⎠ .
𝑟𝜑2 (𝑟)
2𝑓𝑁 (𝑥)
𝑦 𝜑22 (𝑦) 𝑁
0
0
(Б.1.5)
с некоторой постоянной 𝑐1 .
Для того, чтобы это решение было регулярным в начале координат, нужно
положить 𝑐1 = 0. Что касается бесконечности, необходимо потребовать
∫︁∞
𝑐2 = −
0
d𝑦 𝜑21 (𝑦) 2
𝑓 (𝑦).
𝑦 𝜑22 (𝑦) 𝑁
Это даёт
𝜇2 𝑔22 𝑓𝑊 (𝑟)
𝜓 1̇− (𝑟) =
2 𝑟𝜑2 (𝑟)
∫︁𝑟
0
𝑥𝜑22 (𝑥)
d𝑥 2
𝑓𝑊 (𝑥)
∫︁∞
𝑥
d𝑦 𝜑21 (𝑦) 2
𝑓 (𝑦).
𝑦 𝜑22 (𝑦) 𝑊
(Б.1.6)
для 𝜓 1̇− , и
21
𝜆(1) (𝑟) ≡ 𝜆22
=
− + 𝜆−
(︃ (︂
)︂ ∫︁𝑟
∫︁∞
𝑖 𝜇2 𝑔22 𝑔22 𝜑1
𝜑2
𝑥𝜑22 (𝑥) d𝑦 𝜑21 (𝑦) 2
=
−
d𝑥 2
𝑓 (𝑦)
2
2 𝜑2
𝜑1
𝑓𝑊 (𝑥)
𝑦 𝜑22 (𝑦) 𝑊
(Б.1.7)
𝑥
0
)︃
∫︁∞
𝜑2
d𝑦 𝜑21 (𝑦) 2
+
𝑓 (𝑦) .
𝜑1 𝑓𝑊
𝑦 𝜑22 (𝑦) 𝑊
𝑟
для 𝜆(1) . Прямой подстановкой было проверено, что эти моды действительно
удовлетворяют уравнениям Дирака.
171
Теперь рассмотрим уравнения Дирака (2.5.18) с ненулевым собственным
значением 𝑚𝑜𝑟 . Применяя метод, разработанный выше, находим решение
(︂
)︂
∫︁𝑟
∫︁∞
𝑔22 𝑓𝑁 (𝑟)
𝑥𝜑22 (𝑥)
𝑓𝑁2 (𝑦)𝜑21 (𝑦)
𝜓 1̇− (𝑟) = − 𝑚𝑜𝑟 − 𝜇2
d𝑥 2
d𝑦
2 𝑟𝜑2 (𝑟)
𝑓𝑁 (𝑥)
𝑦𝜑22 (𝑦)
0
(Б.1.8)
𝑥
для 𝜓 1̇− , и
(︂
)︂
)︂ (︂
)︂
(︂
𝑚𝑜𝑟 𝜑1
𝜑2
𝜑2
𝑔22 1 𝜑1
2
𝜆(1) (𝑟) = −𝑖
−
− 𝑖𝑔2 𝑚𝑜𝑟 − 𝜇2
−
×
2
𝜑2
𝜑1
2 2 𝜑2
𝜑1
(︂
)︂
∫︁𝑟
∫︁∞
∫︁∞
𝑥𝜑22 (𝑥)
𝑓𝑁2 (𝑦)𝜑21 (𝑦)
𝑔22
𝜑2
𝑓𝑁2 (𝑦)𝜑21 (𝑦)
d𝑥 2
d𝑦
− 𝑖 𝑚𝑜𝑟 − 𝜇2
d𝑦
𝑓𝑁 (𝑥)
𝑦𝜑22 (𝑦)
2 𝑓𝑁 𝜑1
𝑦𝜑22 (𝑦)
0
𝑥
𝑟
(Б.1.9)
для 𝜆(1) .
Можно видеть, что первое и последнее слагаемое в последней формуле при
малых 𝑟 ведут себя как 1/𝑟. Мы можем выбрать величину 𝑚𝑜𝑟 так, чтобы обеспечить сокращение членов порядка 1/𝑟. Отсюда получается формула (2.5.19)
для массы 𝑚𝑜𝑟 .
172
ПРИЛОЖЕНИЕ В
Коэффициенты эффективного действия
CP(𝑁 − 1)модели
В данном Приложении мы выводим эффективное действие (4.3.23).
В.1
Краткий обзор
Мы рассматриваем массы на круге (4.1.3). Эффективное действие выводится в окрестности вакуума с Im 𝜎 = 0.
Рассмотрим бозонные петли. В лагранжиане (4.1.13) можно разложить член
с 𝜎 − 𝑛 взаимодействием как
⃒√
⃒2
⃒√
⃒2
⃒
⃒ 𝑖2
⃒
⃒
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛 | ≈ ⃒ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛𝑖 |2
(︁√
)︁
√
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 |𝑛𝑖 |2
+ 2 Re( 2𝛿𝜎) ·
√
− 2 Im( 2𝛿𝜎) · Im 𝑚𝑖 |𝑛𝑖 |2
(В.1.1)
где 𝛿𝜎 — вакуумные флуктуации около вакуума с Im 𝜎 = 0. Диаграмма для
(︀√
)︀2
кинетического слагаемого поля Re 𝜎 пропорциональна
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 , тогда
как кинетическое слагаемое поля Im 𝜎 пропорционально (Im 𝑚𝑖 )2 . Вычисление
самих диаграмм несложно, см. ниже.
Вычисление фермионных петель несколько сложнее. Массовую матрица для
фермионов можно извлечь из (4.1.13). Скажем, для аромата с номером 𝑖,
(︁√
)︁
𝑀𝑖 =
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 · Id + 𝑖 (Im 𝑚𝑖 ) · 𝛾chir
(В.1.2)
где Id — 2 × 2 единичная матрица, а 𝛾chir — двумерный аналог матрицы 𝛾5 .
Эта матрица 𝛾chir влияет на след по спинорным значкам. Скажем, фермионный
173
вклад в кинетическое слагаемое поля Re 𝜎 приходит из диаграммы на Рис. 4.4б:
[︂
]︂
√ 2 ∑︁ ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑖
𝑖
= −(𝑖 2)
Tr
2
(2𝜋)
𝑘/ − 𝑀𝑖 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀𝑖
𝑖
[︃
]︃
∑︁ ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑘/ + 𝑀𝑖†
𝑘/ + /𝑞 + 𝑀𝑖†
Tr 2
= −2
2
(2𝜋)
𝑘 − |𝑀𝑖 |2 (𝑘 + 𝑞)2 − |𝑀𝑖 |2
𝑖
[︃
]︃
(︀√
)︀2
∑︁ ∫︁ 𝑑2 𝑘
(𝑘 · (𝑘 + 𝑞)) +
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 − (Im 𝑚𝑖 )2
= −4
Tr
2
(2𝜋)
(𝑘 2 − |𝑀𝑖 |2 )((𝑘 + 𝑞)2 − |𝑀𝑖 |2 )
𝑖
(В.1.3)
(︀√
)︀
2
2
где |𝑀𝑖 |2 =
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 +(Im 𝑚𝑖 ) . Вычисление самого интеграла несложно, см. ниже. Остальные диаграммы с фермионными петлями вычисляются
примерно так же. В конце мы получаем (4.3.25).
Отметим, что в пределе 𝜇
̃︀ → 0 суперсимметрия восстанавливается. В этом
случае, в вакууме с 𝐷 = 0, Im 𝜎 = 0 имеем
√
𝑀𝜉2𝑘 = 𝑚2𝑛𝑘 = | 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 |2 ,
(В.1.4)
и коэффициенты эффективного действия (4.3.25) сводятся к
1
𝑒2Re 𝜎
=
1
𝑒2Im 𝜎
𝑏𝛾,Im 𝜎
𝑁 −1
1
1
1 ∑︁
√
= 2 =
𝑒𝛾
4𝜋
| 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 |2
𝑘=0
(В.1.5)
𝑁 −1
1 ∑︁
1
√
=
.
2𝜋
2⟨𝜎⟩
−
𝑚
𝑘
𝑘=0
(В.1.6)
В остальной части данного Приложения содержатся подробности этого расчёта.
В.2
Фермионные петли
Лагранжиан для одного фермионного аромата, взаимодействующего с фотоном:
ℒferm-A = 𝑖 Ξ ∇
/ Ξ − Ξ𝑀 Ξ
Здесь, масса фермиона
(︃√
)︃
2⟨𝜎⟩ − 𝑚 − 𝜆(𝜇)
0
√
𝑀=
2⟨𝜎⟩ − 𝑚 − 𝜆(𝜇)
0
(︁√
)︁
(︁√
)︁
= Re
2⟨𝜎⟩ − 𝑚 · Id − 𝑖 Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚 · 𝛾chir ,
(В.2.1)
(В.2.2)
174
где Id — 2 × 2 единичная матрица. Мы будем пользоваться упрощёнными обозначениями:
𝑀 = 𝑅 − 𝐼 · 𝑖𝛾chir ,
𝑀 † = 𝑅 + 𝐼 · 𝑖𝛾chir
|𝑀 |2 = 𝑅2 + 𝐼 2
(В.2.3)
(В.2.4)
Кроме того, нужно включить взаимодействие с вакуумными флуктуациями поля 𝜎:
/ Ξ − Ξ𝑀 Ξ −
ℒferm = 𝑖 Ξ ∇
√
√
2 Re(𝜎)Ξ Ξ + 𝑖 2 Im(𝜎)Ξ 𝛾chir Ξ
Масса аромата с номером 𝑘 находится по формуле
√
|𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2 = | 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(𝜇)|2
(︁√
)︁
𝑅𝑘𝑡ℎ flavor = Re
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(𝜇)
)︁
(︁√
𝐼𝑘𝑡ℎ flavor = Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘
(В.2.5)
(В.2.6)
Напомним, что параметры масс 𝑚𝑘 расположены на круге (4.1.3).
В.2.1
Кинетическое слагаемое фотона
Рис. В.1: Перенормировка волновой функции фотона
Рассмотрим диаграмму на Рис. В.1. Запишем вклад от этой диаграммы:
[︂
]︂
∫︁
2
𝑑
𝑘
𝑖
𝑖
𝑖Π𝜇𝜈 = −(+𝑖)2
Tr 𝛾 𝜇
𝛾𝜈
(В.2.7)
2
(2𝜋)
𝑘/ − 𝑀 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
Мы будем вычислять этот интеграл с использованием размерной регуляризации. Используя тождество
(︀
)︀
(︀
)︀
(𝛾 𝜇 𝑘𝜇 − 𝑀 ) 𝛾 𝜇 𝑘𝜇 + 𝑀 † = 𝑘 2 − |𝑀 |2 + 𝑘𝜇 𝛾 𝜇 𝑀 † − 𝑀 𝛾 𝜇
⏟
⏞
=0
(В.2.8)
175
можно переписать фермионный пропагатор как
𝑖
𝑘/ + 𝑀 †
=𝑖 2
𝑘/ − 𝑀
𝑘 − |𝑀 |2
(В.2.9)
Начнём с вычисления следа в (В.2.7). Мы будем пользоваться следующими
тождествами в размерности пространства 𝑑 = 2:
[︀
]︀
(︀
)︀
Tr 𝛾 𝜇 𝛾 𝛼 𝛾 𝜈 𝛾 𝛽 = 𝑑 𝑔 𝜇𝛼 𝑔 𝜈𝛽 − 𝑔 𝜇𝜈 𝑔 𝛼𝛽 + 𝑔 𝜇𝛽 𝑔 𝜈𝛼
Tr [𝛾 𝜇 𝛾 𝜈 ] = −Tr [𝛾 𝜇 𝛾chir 𝛾 𝜈 𝛾chir ] = 𝑑 𝑔 𝜇𝜈
Tr [𝛾 𝜇 𝛾 𝜈 𝛾chir ] = −𝑑 𝜖𝜇𝜈
Tr [нечётное # 𝛾 𝜇 ] = Tr [𝛾chir · нечётное # 𝛾 𝜇 ] = 0
(В.2.10)
Из них следует, что
Tr [𝛾 𝜇 𝑘/ 𝛾 𝜈 /𝑞 ] = 𝑑 (𝑘 𝜇 𝑞 𝜈 + 𝑘 𝜈 𝑞 𝜇 − (𝑘 · 𝑞)𝑔 𝜇𝜈 )
[︀
]︀
Tr 𝛾 𝜇 𝑀 † 𝛾 𝜈 𝑀 † = 𝑑 |𝑀 |2 𝑔 𝜇𝜈
(В.2.11)
Таким образом, след в числителе (В.2.7) становится
[︀
]︀
Tr 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + 𝑀 † )𝛾 𝜈 (/
𝑘 + /𝑞 + 𝑀 † )
[︀
]︀
[︀
]︀
[︀
]︀
= Tr [𝛾 𝜇 𝑘/ 𝛾 𝜈 (/
𝑘 + /𝑞 )] + Tr 𝛾 𝜇 𝑀 † 𝛾 𝜈 𝑀 † + Tr 𝛾 𝜇 𝑘/ 𝛾 𝜈 𝑀 † + Tr 𝛾 𝜇 𝑀 † 𝛾 𝜈 (/
𝑘 + /𝑞 )
[︀
]︀
= 𝑑 𝑘 𝜇 (𝑘 + 𝑞)𝜈 + 𝑘 𝜈 (𝑘 + 𝑞)𝜇 − 𝑔 𝜇𝜈 (𝑘 · (𝑘 + 𝑞) − |𝑀 |2 )
(В.2.12)
Следующий расчёт аналогичен [96, Параграф 7.5]. Вычислим интеграл в
(В.2.7), используя трюк Фейнмана:
1
=
(𝑘 2 − |𝑀 |2 ) ((𝑘 + 𝑞)2 − |𝑀 |2 )
∫︁1
𝑑𝑥
0
(В.2.13)
∫︁1
=
𝑑𝑥
0
1
(𝑘 2 + 2𝑥𝑘 · 𝑞 + 𝑥𝑞 2 − |𝑀 |2 )2
1
(𝑙2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 − |𝑀 |2 )2
где 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞. В терминах переменной 𝑙, числитель в формуле (В.2.7) равен 𝑑
умножить на
2𝑙𝜇 𝑙𝜈 − 𝑔 𝜇𝜈 𝑙2 − 2𝑥(1 − 𝑥)𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 + 𝑔 𝜇𝜈 (|𝑀 |2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 )
+ слагаемые, линейные по 𝑙 (В.2.14)
176
Выполним поворот Вика:
𝑙0 = 𝑖𝑙𝐸0 ,
𝑙𝜇 𝑙𝜇 = −(𝑙𝐸 )2
(В.2.15)
В терминах 𝑙𝐸 интеграл (В.2.7) становится
𝜇𝜈
𝑖Π
∫︁1
= −𝑖 𝑑
∫︁
𝑑𝑥
𝑑𝑑 𝑙𝐸
(2𝜋)𝑑
0
×
−𝑔 𝜇𝜈 𝑑2 𝑙𝐸2 + 𝑔 𝜇𝜈 𝑙𝐸2 − 2𝑥(1 − 𝑥)𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 + 𝑔 𝜇𝜈 (|𝑀 |2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 )
(𝑙𝐸2 + Δ)
2
(В.2.16)
где было введено обозначение Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , и мы также воспользовались тем фактом, что в 𝑑-мерном пространстве (см. [96, стр. 251 формула
(7.87)])
∫︁
∫︁
1 𝜇𝜈 2
𝑔 𝑙
(В.2.17)
𝑑
Теперь можно вычислить интегралы по импульсу 𝑙𝐸 (см. [96, стр. 251 формула
𝑑𝑑 𝑙 𝑙 𝜇 𝑙 𝜈 =
𝑑𝑑 𝑙
(7.85)]):
(︂
)︂
1
𝑑
1
𝑑𝑑 𝑙𝐸
1
Γ
2
−
=
2
𝑑
(2𝜋) (𝑙𝐸2 + Δ)
2 Δ2−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
(︂
)︂
∫︁ 𝑑
𝑑 𝑙𝐸
𝑙𝐸2
1 𝑑
𝑑
1
=
Γ
1
−
(2𝜋)𝑑 (𝑙𝐸2 + Δ)2
2 Δ1−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2 2
∫︁
(В.2.18)
(В.2.19)
Интеграл (В.2.19) расходится, и от него мог бы получиться полюс при 𝑑 = 2,
если бы не множитель 1 − 𝑑/2 в выражении (В.2.16):
)︀
(︂
)︂ (︂
)︂
∫︁ 𝑑 (︀ 2
𝑑 𝑙𝐸 − 𝑑 + 1 𝑙𝐸2 𝑔 𝜇𝜈
1
𝑑
𝑑
1
𝜇𝜈
=
−𝑔
1
−
Γ
1
−
2
(2𝜋)𝑑 (𝑙𝐸2 + Δ)
2
2 Δ1−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
(︂
)︂
𝑑
1
1
𝜇𝜈
=𝑔
(−Δ)Γ
2
−
2 Δ2−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
(︂
)︂
1
𝑑
1
2
2
= 𝑔 𝜇𝜈
(−|𝑀
|
+
𝑥(1
−
𝑥)𝑞
)Γ
2
−
2 Δ2−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
(В.2.20)
177
Совмещая это с (В.2.18), получим для поляризационного оператора (В.2.16):
(︀
)︀
∫︁1
𝑑
Γ
2
−
1
2
Π𝜇𝜈 (𝑞) = −𝑑 𝑑𝑥
𝑑/2
2−𝑑/2
(4𝜋)
Δ
0
[︀
× 𝑔 𝜇𝜈 (−|𝑀 |2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 ) − 2𝑥(1 − 𝑥)𝑞 𝜇 𝑞 𝜈
(В.2.21)
]︀
+ 𝑔 𝜇𝜈 (|𝑀 |2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 )
= (−𝑞 2 𝑔 𝜇𝜈 + 𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 ) · Π(𝑞 2 )
где
(︀
)︀ 1
𝑑 ∫︁
2
𝑑
Γ
2
−
𝑥(1 − 𝑥)
2
Π(𝑞 2 ) =
𝑑𝑥
(4𝜋)𝑑/2
Δ2−𝑑/2
0
4
−−→
𝑑=2 4𝜋
∫︁1
𝑑𝑥
𝑥(1 − 𝑥)
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
(В.2.22)
0
1 2 1
≈
𝑞→0 4𝜋 3 |𝑀 |2
Для того, чтобы получить полный вклад фермионов в кинетический член
фотона, необходимо просуммировать по всем ароматам фермионов. Используя
(4.1.3) и (В.2.6), получим из (В.2.22) нормировку фотона
[︃
]︃
(︂ )︂
𝑁 −1
1
1 ∑︁ 2 1
=
𝑒2𝛾 ferm 4𝜋
3 𝑀𝜉2𝑘
(В.2.23)
𝑘=0
где используется обозначение
𝑀𝜉2𝑘 ≡ |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2 .
В.2.2
(В.2.24)
Кинетическое слагаемое поля Re 𝜎
Рассмотрим диаграмму на Рис. В.2 с Re 𝜎 внешними «ногами». Соответствующий вклад равен
𝑖𝐷Re 𝜎
√
[︂
]︂
2
𝑑
𝑘
𝑖
𝑖
= −(𝑖 2)2
Tr
(2𝜋)2
𝑘/ − 𝑀 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
[︂
]︂
∫︁
2
𝑑𝑘
𝑘/ + 𝑀 † 𝑘/ + /𝑞 + 𝑀 †
= −2
Tr 2
(2𝜋)2
𝑘 − |𝑀 |2 𝑘 2 − |𝑀 |2
∫︁
(В.2.25)
178
Рис. В.2: Перенормировка волновой функции скаляра
Используя тождества (В.2.10), можно вычислить следы:
Tr [/
𝑘 /𝑞 ] = 𝑑 (𝑘 · 𝑞)
[︀ † † ]︀
Tr 𝑀 𝑀 = 𝑑 (𝑅2 − 𝐼 2 )
(В.2.26)
где вещественная 𝑅 и мнимая 𝐼 части массы определены в (В.2.3).
Мы снова будем вычислить соответствующий интеграл в размерной регуляризации и с использованием трюка Фейнмана (В.2.13). Вводя 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞, можно
переписать числитель в выражении (В.2.25) как
(︀
)︀
Num = 𝑑 (𝑘 · (𝑘 + 𝑞)) + (𝑅2 − 𝐼 2 )
(︀
)︀
= 𝑑 𝑙2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 ) + слагаемые, линейные по 𝑙
(В.2.27)
Вводя снова Δ = |𝑀 |2 −𝑥(1−𝑥)𝑞 2 , выполняя поворот Вика (В.2.15) и используя
(В.2.18) и (В.2.19) приходим к
∫︁1
𝐷Re 𝜎 = −2𝑑
∫︁
𝑑𝑥
0
𝑑𝑑 𝑙𝐸 −𝑙𝐸2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)2
∫︁1
(︂
)︂
1
𝑑
= −2𝑑
𝑑𝑥
Γ 2−
2
(4𝜋)𝑑/2
0
)︃
(︃
−𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
1 𝑑 1
× − 1−𝑑/2
+
2 1 − 𝑑2
Δ
Δ2−𝑑/2
(В.2.28)
Обозначим
𝑑
= 𝜀 , 𝑑 = 2 − 2𝜀
2
Используя разложение гамма-функции
1−
Γ(𝜀) ≈
1
−𝛾
𝜀
Γ(1 + 𝜀) = 𝜀Γ(𝜀) ≈ 1 − 𝜀𝛾
(В.2.29)
(В.2.30)
(В.2.31)
179
можно переписать первый (сингулярный) член в (В.2.28) как
(︂
)︂
𝑑
𝑑
1 𝑑 1
singular =
Γ 2−
𝑑/2
1−𝑑/2
2 Δ
2 1 − 𝑑2
(4𝜋)
1
1
2 − 2𝜀
Γ
(1
+
𝜀)
(1
−
𝜀)
=
(4𝜋)1−𝜀
Δ𝜀
𝜀
(︂ )︂𝜀
2
4𝜋 1
=
(1 − 𝜀)2 Γ (1 + 𝜀)
4𝜋
Δ
𝜀
(︂
)︂
4𝜋
2 1
(1 − 2𝜀)(1 − 𝜀𝛾) 1 + 𝜀 ln
≈
4𝜋 𝜀
Δ
(︂
)︂
2 1
− 𝛾 − 2 + ln 4𝜋 − ln Δ
≈
4𝜋 𝜀
(В.2.32)
Мы видим, что это выражение является расходящимся. Если бы мы применили
регуляризацию Паули-Вилларса, то вместо (В.2.32) получилось бы
singular =
)︀
2 (︀
2
−1 + ln 𝑀uv
− ln Δ
4𝜋
(В.2.33)
В любом случае, нас будет интересовать только поведение при 𝑞 2 → 0, в частности слагаемые порядка 𝑂(𝑞 2 ), так что дли наших целей мы можем выбросить
расходящиеся вклады. Оставшийся интеграл равен
fin
𝐷Re
𝜎 = −4
∫︁1
1
𝑑𝑥
4𝜋
(︂
Δ
−𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
ln
+
|𝑀 |2
Δ
)︂
0
∫︁1
(︂
)︂
1 −𝑥2 𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
= −4 𝑑𝑥
4𝜋 |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
(︂
)︂
1 2
1 𝑅2 − 𝐼 2
1 1
≈ −4
𝑞 −
+
𝑞→0
4𝜋
3 |𝑀 |2 6 |𝑀 |4
1 2 1 |𝑀 |2 + 2𝐼 2
=2 𝑞
4𝜋 3
|𝑀 |4
(В.2.34)
Для того, чтобы получить полный вклад фермионов в кинетическое слагаемое, нужно просуммировать по всем фермионным ароматам. Используя (4.1.3)
и (В.2.6), получим из (В.2.34) нормировочный множитель
(︂
2
𝑒2Re 𝜎
)︂
=
ferm
𝑁
−1 [︂
∑︁
𝑘=0
1 1 |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2 + 2𝐼𝑘2𝑡ℎ flavor
2
4𝜋 3
|𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |4
]︂
(В.2.35)
180
или, что то же самое,
(︂
)︂
1
𝑒2Re 𝜎
=
ferm
𝑁
−1
∑︁
𝑘=0
[︃
)︀)︀2 ]︃
(︀ (︀√
2
𝑀
2⟨𝜎⟩
−
𝑚
+
2
Im
1 1 𝜉𝑘
𝑘
4𝜋 3
𝑀𝜉4𝑘
(В.2.36)
где мы использовали обозначение
𝑀𝜉2𝑘 ≡ |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2
(В.2.37)
В вакууме, в котором Im 𝜎 = 0, имеем
(︂
1
𝑒2Re 𝜎
В.2.3
)︂
=
ferm
1
4𝜋
𝑁
−1
∑︁
𝑘=0
[︃
2
1 𝑀𝜉2𝑘 + 2 (Im 𝑚𝑘 )
3
𝑀𝜉4𝑘
]︃
.
(В.2.38)
Кинетическое слагаемое поля Im 𝜎
Расчёт аналогичен предыдущему подразделу.
Рассмотрим диаграмму на Рис. В.2, но с внешними «ногами» Im 𝜎. Соответствующий вклад равен
𝑖𝐷Im 𝜎
[︂
]︂
√ 2 ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑖
𝑖
Tr 𝛾chir
𝛾chir
= −(− 2)
(2𝜋)2
𝑘/ − 𝑀
𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
[︂
]︂
∫︁
𝑘/ + 𝑀 †
𝑘/ + /𝑞 + 𝑀 †
𝑑2 𝑘
=2
Tr 𝛾chir 2
𝛾chir 2
(2𝜋)2
𝑘 − |𝑀 |2
𝑘 − |𝑀 |2
(В.2.39)
Используя тождества (В.2.10), можно вычислить следы:
Tr [𝛾chir 𝑘/ 𝛾chir /𝑞 ] = −𝑑 (𝑘 · 𝑞)
[︀
]︀
Tr 𝛾chir 𝑀 † 𝛾chir 𝑀 † = 𝑑 (𝑅2 − 𝐼 2 )
(В.2.40)
где вещественная и мнимая части массы, 𝑅 и 𝐼, определены (В.2.3).
Мы вновь будем вычислить этот интеграл с использованием размерной регуляризации и трюка Фейнмана (В.2.13). Вводя 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞, можно переписать
числитель в (В.2.25) следующим образом:
(︀
)︀
Num = 𝑑 − (𝑘 · (𝑘 + 𝑞)) + (𝑅2 − 𝐼 2 )
(В.2.41)
(︀
)︀
= 𝑑 −𝑙2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 ) + слагаемые, линейные по 𝑙
181
Обозначая снова Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , выполняя виков поворот (В.2.15) и
используя (В.2.18) и (В.2.19), приходим к
∫︁1
𝑖𝐷Im 𝜎 = 2𝑑
∫︁
𝑑𝑥
0
∫︁1
= 2𝑑
𝑑𝑑 𝑙𝐸 𝑙𝐸2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)2
(︂
)︂ (︃
𝑑
1 𝑑 1
1
Γ
2
−
𝑑𝑥
2
(4𝜋)𝑑/2
Δ1−𝑑/2 2 1 −
0
2
𝑑
2
+
2
2
𝑥(1 − 𝑥)𝑞 + (𝑅 − 𝐼 )
Δ2−𝑑/2
)︃
(В.2.42)
История с сингулярностями снова повторяется. Выбрасывая слагаемые, не зависящие от 𝑞 2 , получаем
fin
𝑖𝐷Im
𝜎 = 4
∫︁1
1
𝑑𝑥
4𝜋
(︂
𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
Δ
+
− ln
|𝑀 |2
Δ
)︂
0
∫︁1
(︂
)︂
1 +𝑥2 𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
= 4 𝑑𝑥
4𝜋 |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
(︂
)︂
1 2
1 1
1 𝑅2 − 𝐼 2
≈ 4
𝑞 +
+
𝑞→0 4𝜋
3 |𝑀 |2 6 |𝑀 |4
1
1 3|𝑀 |2 − 2𝐼 2
= 2 𝑞2
4𝜋 3
|𝑀 |4
(В.2.43)
Чтобы получить полный вклад от фермионов, нужно просуммировать по
всем ароматам. Используя (4.1.3) и (В.2.6), из (В.2.43) получим нормировочный
множитель
(︂
2
𝑒2Im 𝜎
)︂
=
ferm
𝑁
−1 [︂
∑︁
𝑘=0
1 1 3|𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2 − 2𝐼𝑘2𝑡ℎ flavor
2
4𝜋 3
|𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |4
]︂
или, что то же самое,
[︃
(︀ (︀√
)︀)︀2 ]︃
(︂
)︂
𝑁
−1
2
∑︁
3𝑀
−
2
Im
2⟨𝜎⟩
−
𝑚
1
1 1
𝑘
𝜉𝑘
=
2
4
𝑒Im 𝜎 ferm
4𝜋 3
𝑀𝜉𝑘
(В.2.44)
(В.2.45)
𝑘=0
где снова было использовано обозначение
𝑀𝜉2𝑘 ≡ |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2
Для вакуума, в котором Im 𝜎 = 0, имеем
[︃
]︃
(︂
)︂
2
𝑁 −1
1
1 ∑︁ 1 3𝑀𝜉2𝑘 − 2 (Im 𝑚𝑘 )
.
=
𝑒2Im 𝜎 ferm 4𝜋
3
𝑀𝜉4𝑘
𝑘=0
(В.2.46)
(В.2.47)
182
В.2.4
Смешивание 𝐴𝜇 − Im 𝜎
Рис. В.3: Смешивание фотона и скаляра
Рассмотрим диаграмме на Рис. В.3. Соответствующий вклад можно записать как
𝑖𝑉mix
[︂
]︂
√ ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑖
𝑖
= − (+𝑖) (− 2)
Tr
𝛾𝜇
𝛾chir
2
(2𝜋)
𝑘/ − 𝑀 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
[︂
]︂
√ ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑘/ + 𝑀 † 𝜇 𝑘/ + /𝑞 + 𝑀 †
Tr 2
𝛾 2
𝛾chir
= 2𝑖
(2𝜋)2
𝑘 − |𝑀 |2
𝑘 − |𝑀 |2
(В.2.48)
Используя тождества (В.2.10), можно вычислить след:
Tr [/
𝑘 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + /𝑞 )𝛾chir ] = 0
[︀
]︀
Tr 𝑘/ 𝛾 𝜇 𝑀 † 𝛾chir = 𝑑 𝑘𝜈 (−𝑅𝜖𝜈𝜇 + 𝑖𝐼𝑔 𝜈𝜇 )
]︀
[︀
Tr 𝑀 † 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + /𝑞 )𝛾chir = 𝑑 (−𝑅𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝑔 𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 )
]︀
[︀
Tr 𝑀 † 𝛾 𝜇 𝑀 † 𝛾chir = 0
(В.2.49)
где 𝑅 и 𝐼 введены в (В.2.3).
Вычисляем этот интеграл в размерной регуляризации, используя трюк Фейнмана (В.2.13). Вводя 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞, можно переписать числитель в (В.2.25) как
Num = 𝑑 (𝑘𝜈 (−𝑅𝜖𝜈𝜇 + 𝑖𝐼𝑔 𝜈𝜇 ) + (−𝑅𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝑔 𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ))
= 𝑑 (𝑘𝜈 (𝑅𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝑔 𝜇𝜈 ) + (−𝑅𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝑔 𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ))
= 𝑑 (−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(2𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 )𝑔 𝜇𝜈 )
(В.2.50)
= 𝑑 (−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(1 − 2𝑥) 𝑞𝜈 𝑔 𝜇𝜈 ) + слагаемые, линейные по 𝑙
Обозначая Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , выполняя поворот Вика (В.2.15) и используя
183
(В.2.18) и (В.2.19), приходим к
𝑉mix =
√
∫︁1
2𝑑
𝑑𝑑 𝑙𝐸 −𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(1 − 2𝑥) 𝑞𝜈 𝑔 𝜇𝜈
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)2
∫︁
𝑑𝑥
0
√
∫︁1
= − 2𝑑
(︂
)︂
)︂ (︂
𝑑
1
−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(1 − 2𝑥) 𝑞𝜈 𝑔 𝜇𝜈
Γ 2−
𝑑𝑥
2
(4𝜋)𝑑/2
Δ2−𝑑/2
0
1
√ 1 ∫︁
−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(1 − 2𝑥) 𝑞𝜈 𝑔 𝜇𝜈
= −2 2
𝑑𝑥
𝑑=2
4𝜋
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
√ 1
= −2 2
4𝜋
≈
𝑞→0
√
0
1
∫︁
(В.2.51)
−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈
𝑑𝑥
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
2
1 𝑅
𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈
2
2𝜋 |𝑀 |
Для того, чтобы получить полный вклад от фермионов, просуммируем по
всем ароматам. Используя (4.1.3) и (В.2.6), получим из (В.2.51) константу смешивания
√
2𝑏𝛾,Im 𝜎 =
𝑁
−1
∑︁
[︃
𝑘=0
√
1 𝑅
2
2𝜋 𝑀𝜉2𝑘
]︃
(В.2.52)
или, что то же самое,
𝑏𝛾,Im 𝜎 =
1
2𝜋
𝑁
−1
∑︁
[︃
Re
𝑘=0
(︀√
]︃
)︀
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(𝜇)
𝑀𝜉2𝑘
(В.2.53)
где мы обозначили
𝑀𝜉2𝑘 ≡ |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2
В вакууме, где Im 𝜎 = 0, это становится
[︃
]︃
𝑁 −1 √
1 ∑︁
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(𝜇)
𝑏𝛾,Im 𝜎 =
2𝜋
𝑀𝜉2𝑘
(В.2.54)
(В.2.55)
𝑘=0
Этот ответ соответствует слагаемому в эффективном лагранжиане
ℒmix
eff
=
√
√
2 𝑏 Im 𝜎𝜖 𝜕𝜇 𝐴𝜈 = − 2 𝑏 Im 𝜎𝐹 * .
𝜇𝜈
(В.2.56)
184
В.2.5
Возможное смешивание 𝐴𝜇 − Re 𝜎
Рассмотрим диаграмму, похожую на Рис. В.3, только с Re 𝜎 вместо Im 𝜎.
Соответствующий вклад равен
[︂
]︂
√ ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑖
𝑖
𝑖𝑉mix Re = − (+𝑖) (−𝑖 2)
Tr
𝛾𝜇
2
(2𝜋)
𝑘/ − 𝑀 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
[︂
]︂
∫︁
†
2
†
√
𝑘
/
+
/
𝑞
+
𝑀
𝑑𝑘
𝑘/ + 𝑀
Tr 2
𝛾𝜇 2
=− 2
2
2
(2𝜋)
𝑘 − |𝑀 |
𝑘 − |𝑀 |2
(В.2.57)
Используя тождества (В.2.10), вычисляем след:
Tr [/
𝑘 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + /𝑞 )] = 0
[︀ 𝜇 † ]︀
Tr 𝑘/ 𝛾 𝑀 = 𝑑 𝑘𝜈 (𝑅𝑔 𝜈𝜇 − 𝑖𝐼𝜖𝜈𝜇 )
[︀
]︀
Tr 𝑀 † 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + /𝑞 ) = 𝑑 (𝑅𝑔 𝜇𝜈 − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 )
[︀
]︀
Tr 𝑀 † 𝛾 𝜇 𝑀 † = 0 .
(В.2.58)
Вводя 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞, переписываем числитель в (В.2.25):
Num = 𝑑 (𝑘𝜈 (𝑅𝑔 𝜈𝜇 − 𝑖𝐼𝜖𝜈𝜇 ) + (𝑅𝑔 𝜇𝜈 − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ))
= 𝑑 (𝑘𝜈 (𝑅𝑔 𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 ) + (𝑅𝑔 𝜇𝜈 − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ))
= 𝑑 (𝑅𝑔 𝜇𝜈 (2𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈 )
(В.2.59)
= 𝑑 (𝑅𝑔 𝜇𝜈 𝑞𝜈 (1 − 2𝑥) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈 ) + слагаемые, линейные по 𝑙
Обозначая Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , выполняя виков поворот (В.2.15) и используя
(В.2.18) и (В.2.19), получаем
∫︁1
√
𝑉mix Re = 𝑖 2𝑑
∫︁
𝑑𝑥
0
∫︁1
√
= 𝑖 2𝑑
𝑑𝑑 𝑙𝐸 𝑅𝑔 𝜇𝜈 𝑞𝜈 (1 − 2𝑥) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)2
(︂
)︂ (︂ 𝜇𝜈
)︂
𝑑
1
𝑅𝑔 𝑞𝜈 (1 − 2𝑥) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈
Γ 2−
𝑑𝑥
2
(4𝜋)𝑑/2
Δ2−𝑑/2
0
∫︁1
√
1
= 𝑖2 2
𝑑=2
4𝜋
√
1
= 𝑖2 2
4𝜋
≈
𝑞→0
√
𝑑𝑥
0
1
∫︁
𝑅𝑔 𝜇𝜈 𝑞𝜈 (1 − 2𝑥) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
−𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈
𝑑𝑥
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
2
1 𝐼
𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈
2
2𝜋 |𝑀 |
(В.2.60)
185
Чтобы получить полный вклад от фермионов, просуммируем по всем ароматам. Используя (4.1.3) и (В.2.6), получаем из (В.2.60) константу смешивания
𝑏mix Re =
𝑁
−1
∑︁
√
2
𝑘=0
1 𝐼𝑘𝑡ℎ flavor
2𝜋 𝑀𝜉2𝑘
(В.2.61)
или, что то же самое,
𝑏mix Re =
𝑁
−1
∑︁
√
𝑘=0
1 Im
2
2𝜋
(︀√
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘
𝑀𝜉2𝑘
)︀
(В.2.62)
Это равно нулю в вакууме с Im 𝜎 = 0.
По той же причине, диаграмма на Рис. В.2 с одним внешним хвостом Re 𝜎
и другим Im 𝜎 (то есть возможное смешивание Re − Im) также даёт нулевой
вклад.
В.3
В.3.1
Бозонные петли
Взаимодействия полей
Бозонный лагранжиан нашей модели (в евклидовой формулировке):
⃒2
⃒
(︀ 𝑖
)︀
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽
ℒbos = ⃒∇𝜇 𝑛𝑖 ⃒ + 𝑖 𝐷 𝑛
⃒2
∑︁
∑︁ ⃒⃒√
⃒
Re Δ𝑚𝑖0 |𝑛𝑖 |2 (В.3.1)
+
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛𝑖 |2 + 𝜐(𝜇)
𝑖
𝑖
Мы можем разложить слагаемое с 𝜎 как
⃒√
⃒2 ⃒√
⃒2
)︁
(︁√
√
⃒
⃒
⃒
⃒
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ ≈ ⃒ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 ⃒ + 2 Re( 2𝛿𝜎) · Re
(︁√
)︁
√
+ 2 Im( 2𝛿𝜎) · Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 (В.3.2)
где 𝛿𝜎 — вакуумные флуктуации.
Вводя массы полей 𝑛𝑘
⃒√
⃒2
𝑚2𝑛𝑘 = 𝑖⟨𝐷⟩ + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑘 + ⃒ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 ⃒
(В.3.3)
186
можно выписать соответствующий лагранжиан (в пространстве Минковского)
⃒
⃒2 ∑︁ 2 𝑖 2
ℒbos = ⃒∇𝜇 𝑛𝑖 ⃒ −
𝑚𝑛𝑘 |𝑛 |
𝑖
+
∑︁
𝑖
+
∑︁
(︁√
)︁
√
2 Re( 2𝛿𝜎) · Re
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 |𝑛𝑖 |2
(В.3.4)
(︁√
)︁
√
2 Im( 2𝛿𝜎) · Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 |𝑛𝑖 |2
𝑖
Для простоты, в петлевых расчётах мы будем вычислять диаграммы Фейнмана
только для одного аромата, и только потом просуммируем по всем ароматам.
Таким образом, будем работать с лагранжианом
ℒsingle flavor = |∇𝜇 𝑛|2 − 𝑀 2 |𝑛|2
√
+ 2 Re( 2𝛿𝜎) · 𝑅 |𝑛|2
√
+ 2 Im( 2𝛿𝜎) · 𝐼 |𝑛|2
где мы обозначили
(︁√
)︁
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
(︁√
)︁
𝐼 = Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
𝑅 = Re
В.3.2
(В.3.5)
(В.3.6)
Кинетическое слагаемое фотона
Рассмотрим диаграмму как на Рис. В.1, только с бозонной петлёй. Соответствующий вклад:
∫︁
𝑑2 𝑘
𝑖
𝑖
𝜇𝜈
𝜇
𝜇
𝜇
𝜈
𝜈
𝜈
𝑖Π =
𝑖(−(𝑘
+
𝑞
)
−
𝑘
)
𝑖(−(𝑘
+
𝑞
)
−
𝑘
)
(2𝜋)2
𝑘2 − 𝑀 2
(𝑘 + 𝑞)2 − 𝑀 2
∫︁
1
1
𝑑2 𝑘
𝜇
𝜇
𝜈
𝜈
(2𝑘
+
𝑞
)(2𝑘
+
𝑞
)
=
(2𝜋)2
𝑘 2 − 𝑀 2 (𝑘 + 𝑞)2 − 𝑀 2
(В.3.7)
Последующий расчёт аналогичен [96, Параграф 7.5]. Мы вычислим этот интеграл с использованием размерной регуляризации и трюка Фейнмана (В.2.13):
1
=
(𝑘 2 − |𝑀 |2 ) ((𝑘 + 𝑞)2 − |𝑀 |2 )
∫︁1
𝑑𝑥
0
(В.3.8)
∫︁1
=
𝑑𝑥
0
1
(𝑘 2 + 2𝑥𝑘 · 𝑞 + 𝑥𝑞 2 − |𝑀 |2 )2
1
(𝑙2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 − |𝑀 |2 )2
187
где 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞. В терминах 𝑙, числитель в (В.3.7) равен
Num = (2𝑘 𝜇 + 𝑞 𝜇 )(2𝑘 𝜈 + 𝑞 𝜈 )
= (2𝑙𝜇 + (1 − 2𝑥)𝑞 𝜇 )(2𝑙𝜈 + (1 − 2𝑥)𝑞 𝜈 )
(В.3.9)
= 4𝑙𝜇 𝑙𝜈 + (1 − 2𝑥)2 𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 + слагаемые, линейные по 𝑙
Выполним поворот Вика:
𝑙0 = 𝑖𝑙𝐸0 ,
𝑙𝜇 𝑙𝜇 = −(𝑙𝐸 )2
(В.3.10)
В терминах 𝑙𝐸 интеграл (В.3.7) равен
𝑖Π
𝜇𝜈
∫︁1
=𝑖
∫︁
𝑑𝑥
0
𝑑𝑑 𝑙𝐸 −𝑙𝐸2 𝑑4 𝑔 𝜇𝜈 + (1 − 2𝑥)2 𝑞 𝜇 𝑞 𝜈
2
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)
(В.3.11)
Где мы ввели Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , а также воспользовались тем, что в 𝑑мерном пространстве (см. [96, стр. 251 формула (7.87)])
∫︁
∫︁
1
𝑑 𝜇 𝜈
𝑑 𝑙 𝑙 𝑙 = 𝑑𝑑 𝑙 𝑔 𝜇𝜈 𝑙2
𝑑
(В.3.12)
Теперь, вычислим интеграл по импульсу 𝑙𝐸 (см. [96, стр. 251 формула. (7.85)]):
(︂
)︂
∫︁ 𝑑
𝑑 𝑙𝐸
1
1
𝑑
1
=
Γ
2
−
(В.3.13)
2
𝑑
(2𝜋) (𝑙𝐸2 + Δ)
2 Δ2−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
∫︁
(︂
)︂
𝑑𝑑 𝑙𝐸
𝑙𝐸2
1 𝑑
𝑑
1
=
Γ
1
−
(2𝜋)𝑑 (𝑙𝐸2 + Δ)2
2 Δ1−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2 2
(В.3.14)
Получим для поляризационного оператора (В.3.11):
Π𝜇𝜈 (𝑞) =
∫︁1
𝑑𝑥
1
1
(4𝜋)𝑑/2 Δ1−𝑑/2
0
(В.3.15)
[︃
)︀ ]︃
(︀
)︂
(︂
𝑑
2 𝜇 𝜈
(1 − 2𝑥) 𝑞 𝑞 Γ 2 − 2
𝑑
× −2𝑔 𝜇𝜈 Γ 2 −
+
2
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
Это выражение имеет полюс при 𝑑 = 2, но мы можем его проигнорировать,
так как нас интересует только квадратичная по 𝑞 𝜇 часть, и полюс не содержит
188
таких вкладов1 . Таким образом, конечный вклад при 𝑑 = 2 равен
Π𝜇𝜈
fin (𝑞)
∫︁1
=
[︂
]︂
2 𝜇 𝜈
2
2
1
(1
−
2𝑥)
𝑞
𝑞
|𝑀
|
−
𝑥(1
−
𝑥)𝑞
𝑑𝑥
+
2𝑔 𝜇𝜈 ln
4𝜋
|𝑀 |2
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
∫︁1
=
[︂
]︂
2 𝜇 𝜈
2
(1
−
2𝑥)
𝑞
𝑞
−𝑥(1
−
2𝑥)𝑞
1
+
−2𝑔 𝜇𝜈
𝑑𝑥
4𝜋
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
2 𝜇𝜈
= (−𝑞 𝑔
𝜇 𝜈
∫︁1
(В.3.16)
1
(1 − 2𝑥)2
𝑑𝑥
4𝜋 |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
+𝑞 𝑞 )·
0
≈ (−𝑞 2 𝑔 𝜇𝜈 + 𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 ) ·
𝑞→0
1 1 1
4𝜋 3 |𝑀 |2
Чтобы найти полный вклад от бозонов, нужно просуммировать по всем ароматам. Используя (4.1.3) и (В.3.3), получим из (В.3.16) нормировку фотона
(︂
1
𝑒2𝛾
)︂
bos
]︂
𝑁 −1 [︂
1 ∑︁ 1 1
=
4𝜋
3 𝑚2𝑛𝑘
(В.3.17)
𝑘=0
где мы ввели обозначение
𝑚2𝑛𝑘 ≡ 𝑀𝑘2𝑡ℎ flavor
В.3.3
(В.3.18)
Кинетическое слагаемое поля Re 𝜎
Рассмотрим диаграмму как на Рис. В.2, только со скалярными полями 𝑛 в
петле и внешними хвостами Re 𝜎. Соответствующий вклад равен
[︂
]︂
∫︁
2
𝑖
𝑖
𝑑
𝑘
Tr 2
𝑖𝐷Re 𝜎 = (𝑖𝑅)2
(2𝜋)2
𝑘 − 𝑀 2 (𝑘 + 𝑞)2 − 𝑀 2
[︂
]︂
∫︁
𝑑2 𝑘
1
1
2
=𝑅
Tr 2
(2𝜋)2
𝑘 − 𝑀 2 (𝑘 + 𝑞)2 − 𝑀 2
1
(В.3.19)
Этот полюс в любом случае сокращается с полюсом из однопетлевой диаграммы с двумя внешними
хвостами и четырёхточечным взаимодействием.
189
Вводя снова Δ = 𝑀 2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , выполняя поворот (В.2.15) и используя
(В.2.18), приходим к
𝐷Re 𝜎 = 𝑅
2
∫︁1
∫︁
𝑑𝑥
0
=𝑅
2
∫︁1
1
𝑑𝑑 𝑙𝐸
(2𝜋)𝑑 (𝑙𝐸2 + Δ)2
)︂
(︂
1
1
𝑑
𝑑𝑥
Γ
2
−
2 Δ2−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
0
= 𝑅2
∫︁1
𝑑𝑥
𝑑=2
(В.3.20)
1
1
4𝜋 𝑀 2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
1 𝑅2 1 2
𝑞
≈
𝑞→0 4𝜋 𝑀 4 6
Для того, чтобы получить полный вклад от бозонов, нужно просуммировать
по всем ароматам. Используя (4.1.3) и (В.3.3), получим из (В.3.20) нормировку
[︃
)︀)︀ ]︃
(︀ (︀√
)︂
(︂
𝑁
−1
∑︁
Re
2⟨𝜎⟩
−
𝑚
2
1 4
𝑖
2
=
(В.3.21)
2
𝑒Re 𝜎 bos
4𝜋 6
𝑚4𝑛𝑘
𝑘=0
или, что то же самое,
[︃ (︀ (︀√
)︀)︀2 ]︃
(︂
)︂
𝑁
−1
∑︁
2 Re 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
1
1
=
𝑒2Re 𝜎 bos 4𝜋
3
𝑚4𝑛𝑘
(В.3.22)
𝑘=0
В вакууме, в котором Im 𝜎 = 0, имеем:
[︃ (︀√
)︀2 ]︃
(︂
)︂
𝑁
−1
∑︁
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖
1
2
1
=
𝑒2Re 𝜎 bos 4𝜋
3
𝑚4𝑛𝑘
(В.3.23)
𝑘=0
В.3.4
Кинетическое слагаемое поля Im 𝜎
Вычисление кинетического слагаемого поля Im 𝜎 почти такое же, как и для
Re 𝜎, за исключением вершинного множителя 𝐼 вместо 𝑅. Таким образом, для
одного аромата имеем (сравн. (В.3.20))
𝐷Im 𝜎 ≈
𝑞→0
1 𝐼2 1 2
𝑞
4𝜋 𝑀 4 6
тогда как полный бозонный вклад в вакуум с Im 𝜎 = 0 равен
[︃
]︃
(︂
)︂
𝑁 −1
1
1 ∑︁ 2 (Im 𝑚𝑖 )2
=
𝑒2Im 𝜎 bos 4𝜋
3 𝑚4𝑛𝑘
𝑘=0
(В.3.24)
(В.3.25)
190
В.3.5
Возможные смешивания
Есть ещё несколько диаграмм с бозонными петлями, которые, однако, не
дают вклада.
Во-первых, есть диаграмма со смешиванием Im 𝜎 − Re 𝜎. Но она пропорциональна
[Im 𝜎 − Re 𝜎]mixing ∼
𝑁
−1 {︁(︁
∑︁
Re
(︁√
)︁)︁ (︁ (︁√
)︁)︁}︁
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 · Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
𝑘=0
(В.3.26)
а это зануляется в вакууме с Im 𝜎 = 0.
Во-вторых, есть также диаграммы со смешиваниями 𝐴𝜇 − Re 𝜎 и 𝐴𝜇 − Im 𝜎.
Однако, они пропорциональны 𝑞 𝜇 безо всяких 𝜖𝜇𝜈 , а значит, они должны быть
равны нулю по калибровочной инвариантности. (На самом деле, мы явно проверили, что они действительно зануляются.)
В.4
Окончательный ответ
Собираю вместе все эти результаты, мы приходим к эффективному действию (4.3.23)
∫︁
{︁
1
1
1 2
2
𝑆eff = 𝑑 𝑥 − 2 𝐹𝜇𝜈
+ 2 |𝜕𝜇 Im 𝜎|2 + 2 |𝜕𝜇 Re 𝜎|2
4𝑒𝛾
𝑒Im 𝜎
𝑒Re 𝜎
}︁
√
*
− 𝑉 (𝜎) − 2 𝑏𝛾,Im 𝜎 Im 𝜎 𝐹 . (В.4.1)
Константы этого действия приведены в формулах (В.2.23) и (В.3.17), (В.2.38)
и (В.3.23), (В.2.47) и (В.3.25), (В.2.55), так что мы получаем (4.3.25).
191
ПРИЛОЖЕНИЕ Г
Пропагатор фотона в двумерном
пространстве-времени
В настоящем Приложении мы обсудим вопрос о массе фотона, совместимой
с калибровочной инвариантностью.
Г.1
Пропагатор фотона в обобщённой калибровке
Начнём с «голого» пропагатора фотона в обобщённой калибровке Фейнмана:
(︂
)︂
𝜇 𝜈
𝜇𝜈
−1 𝑘 𝑘
0
2 1
𝐺𝜇𝜈 = −𝑖 𝑒𝛾 2 𝑔 − (1 − 𝜈 ) 2
𝑘
𝑘
[︂ (︂
)︂
]︂
(Г.1.1)
𝜇 𝜈
𝜇 𝜈
1
𝑘
𝑘
𝑘
𝑘
2
𝜇𝜈
−1
= −𝑖 𝑒𝛾 2 𝑔 − 2
+𝜈
𝑘
𝑘
𝑘4
Как можно видеть, в нём содержатся, вообще говоря, как поперечная, так и
продольная части.
Теперь рассмотрим смешивание фотона и скаляра, как в Разделе (4.3.2),
только в суперсимметричном случае. (Вопрос, который мы здесь рассматриваем, в такой постановке выглядит наиболее просто.) Для того, чтобы получить
полный фотонный пропагатор, следует рассмотреть сумму диаграмм, в которых итерируются фотон и скаляр (см. Рис. 4.5). Такое итерирование даёт для
полного пропагатора фотона
̂︀𝜇𝜈 = 𝐺0𝜇𝜈 + 𝐺0𝜇𝜈 ′ 𝜔 𝜈 ′ 𝜇′ 𝐺0𝜇′ 𝜈 + . . .
𝐺
′ ′
(Г.1.2)
где величина 𝜔 𝜈 𝜇 есть линия Im 𝜎 с двумя вершинами («ампутированная» диа-
192
грамма фотон-скаляр-фотон),
𝜔
𝛼𝛽
√
)︂
√
𝑖
1
′
= 𝑖 2𝑏𝛾,Im 𝜎 𝜀 𝑘𝛽 ′ · −
𝑒2Im 𝜎 2 · 𝑖 2𝑏𝛾,Im 𝜎 𝑘𝛼′ 𝜀𝛼 𝛽
2
𝑘
)︂
(︂
𝑘𝛼𝑘𝛽
2
2
= −𝑖𝑒Im 𝜎 𝑏𝛾,Im 𝜎 𝑔𝛼𝛽 − 2
𝑘
𝛼𝛽 ′
(︂
(Г.1.3)
Этот результат чисто поперечен, и поэтому перенормируется только поперечная
часть пропагатора (Г.1.1). Таким образом, можно найти полный пропагатор
фотона:
(︂
)︂
]︂
𝜇 𝜈
𝜇 𝜈
𝑘
𝑘
𝑘
𝑘
1
̂︀𝜇𝜈 = −𝑖 𝑒2𝛾
𝐺
𝑔 𝜇𝜈 − 2
+ 𝜈 −1 4
2
2
𝑘 − 𝑚𝛾
𝑘
𝑘
где масса фотона равна массе поля Im 𝜎,
[︂
𝑚2𝛾 = 𝑚2Im 𝜎 = 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎 = 4Λ2 .
(Г.1.4)
(Г.1.5)
Результат (Г.1.4) был получен нами сперва прямым вычислением, и потом с
применением общей формулы из [97, page 325 equation 7-17]1 , результаты, разумеется, совпадают. Голый пропагатор (Г.1.1) перенормируется таким образом,
что полюс перед поперечной частью сдвигается, а продольная часть остаётся
неизменной.
Формулу (Г.1.4) можно сравнить с пропагатором массивного фотона в обобщённой калибровке (см. например [97, page 619 equation 12-226])
(︂
)︂
𝜇 𝜈
1
𝑘
𝑘
2
𝐺mass
𝑔 𝜇𝜈 − (1 − 𝜈 −1 ) 2
.
𝜇𝜈 = −𝑖 𝑒𝛾 2
𝑘 − 𝑚2𝛾
𝑘 − 𝑚2𝛾 /𝜈
(Г.1.6)
Можно видеть, что (Г.1.4) и (Г.1.6), вообще говоря, не совпадают. Но почему?
Оказывается, что в двумерном пространстве-времени есть больше одного способа ввести массу фотона. Пропагатор (Г.1.6) соответствует только одному из
них — механизму Хиггса.
Г.2
Массивный фотон
Рассмотрим обычное действие массивного векторного поля в пространстве-
времени Минковского
∫︁
𝑆=
1
{︃
1
𝑑2 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈
4
𝑚2𝛾
+
𝐴𝜇 𝐴𝜇
2
}︃
.
Заметим, что в [97] приняты другие соглашения о нормировании поля фотона.
(Г.2.1)
193
Это действие само по себе не является калибровочно инвариантным. (Его можно было бы сделать калибровочно инвариантным через механизм Хиггса.) Обобщённый пропагатор фотона в этом случае находится по формуле (Г.1.6).
Однако, в двумерном пространстве-времени есть иной способ ввести массу фотона. Этот второй способ не разрушает калибровочную инвариантность.
Рассмотрим эффективное действие для модели Швингера (в котором фермионы отынтегрированы):
{︃
∫︁
𝑚2𝛾 * 1 *
+
𝐹 𝐹
2
2
}︃
1
𝑑2 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈
4
{︃
}︃
∫︁
2
2
𝜈 𝛽
𝑚
𝑚
1
𝜕
𝜕
𝛾
𝛾
= 𝑑2 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 +
𝐴𝜇 𝐴𝜇 −
𝐴𝜇
𝐴𝛽 .
4
2
2
2
𝑆schw =
(Г.2.2)
Переход в этой формуле пояснён в (А.1.7). Добавляя к лагранжиану в (Г.2.2)
член, фиксирующий калибровку
𝜈
− (𝑝𝜇 𝐴𝜇 )2
2
можно записать обобщённый пропагатор фотона
[︂
(︂
)︂
]︂
𝜇 𝜈
𝜇 𝜈
𝑘
𝑘
1
𝑘
𝑘
𝜇𝜈
−1
̂︀𝜇𝜈 = −𝑖
𝐺
𝑔 − 2
+𝜈
𝑘 2 − 𝑚2𝛾
𝑘
𝑘4
(Г.2.3)
(Г.2.4)
Действие (Г.2.2) кажется нелокальным, но на самом деле оно локально. В
двумерном пространстве-времени векторное поле может быть параметризовано
как
𝐴𝜇 = 𝜕𝜇 𝛼 + 𝜖𝜇𝜈 𝜕 𝜈 𝜑 .
В такой параметризации действие (Г.2.2) превращается в
{︃
}︃
∫︁
2
𝑚
1
𝛾
𝑆schw = 𝑑2 𝑥
(2𝜑)(2𝜑) +
𝜑2𝜑
2
2
∫︁
)︀
1 (︀
= 𝑑2 𝑥 𝜑 2 + 𝑚2𝛾 2 𝜑
2
(Г.2.5)
(Г.2.6)
Запишем уравнение движения для поля 𝜑:
2(2 + 𝑚2𝛾 )𝜑 = 0 .
(Г.2.7)
194
Отсюда можно видеть, что у поля 𝜑 есть две моды, массивная и безмассовая
Однако безмассовая мода не является физической, так как она соответствует
тривиальному тензору напряжённостей векторного поля:
Г.3
𝐹 * = −𝐹01 = −(𝜕0 𝐴1 − 𝜕1 𝐴0 ) = 2𝜑 ,
(Г.2.8)
2𝜑 = 0 ⇐⇒ 𝐹𝜇𝜈 = 0 .
(Г.2.9)
Наша модель
Рассмотрим наше эффективное действие (4.3.23) в пространстве Минков-
ского. Как уже обсуждалось выше, если начать с фотонного пропагатора в
обобщённой калибровке (Г.1.1) и затем диагонализовать наше эффективное действие, то получится в точности пропагатор (Г.2.4), умноженный на 𝑒2𝛾 . При этом
не получается (Г.1.6), и это хорошо, так как именно (Г.2.4) соответствует калибровочно инвариантному эффективному действию в нашем случае, а не (Г.1.6).
Рассмотрим этот вопрос внимательнее. Сперва выбросим из (4.3.23) слагаемые с Re 𝜎 и 𝑉 (𝜎), которые не влияют на рассматриваемый здесь эффект:
}︂
{︂
∫︁
√
1
1
(Г.3.1)
𝑆eff = 𝑑2 𝑥 − 2 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 + 2 |𝜕𝜇 Im 𝜎|2 + 2 𝑏𝛾,Im 𝜎 Im 𝜎 𝐹 * ,
4𝑒𝛾
𝑒Im 𝜎
Скалярное поле входит в (Г.3.1) квадратично, так его можно исключить через
уравнения движения:
−
2
𝑒2Im 𝜎
2 Im 𝜎 +
√
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 𝐹 * = 0 =⇒ Im 𝜎 =
1 1 2
√ 𝑒Im 𝜎 𝑏𝛾,Im 𝜎 𝐹 *
2 2
Подставляя это назад в (Г.3.1), получим
}︂
{︂
∫︁
1 2
1
2
𝜇𝜈
2
*1 *
𝑆eff = 𝑑 𝑥 − 2 𝐹𝜇𝜈 𝐹 + 𝑒Im 𝜎 𝑏𝛾,Im 𝜎 𝐹 𝐹
4𝑒𝛾
2
2
{︃
}︃
∫︁
𝑚2𝛾 * 1 *
1
1
2
𝜇𝜈
= 2
𝑑 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 +
𝐹 𝐹
𝑒𝛾
4
2
2
где 𝑚2𝛾 = 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎 . Очевидно, это эквивалентно (Г.2.2).
(Г.3.2)
(Г.3.3)
195
ПРИЛОЖЕНИЕ Д
Модулярные функции
В данном Приложении рассматриваются некоторые свойства модулярных
функций, использованных в Главе 5.
Д.1
𝜃-функции
Рассмотрим ном1
𝑞 = 𝑒𝑖𝜋𝜏SW = 𝑒2𝑖𝜋𝜏
(Д.1.1)
где 𝜏SW — калибровочная константа связи, введённая в (5.9.1). Мы определяем
𝜃-функции как в [2]. В терминах нома (Д.1.1) они могут быть записаны следующим образом:
𝜃1 (𝑞) =
∑︁
𝜃2 (𝑞) =
∑︁
2
𝑞 (𝑛+1/2) = 2𝑞 1/4 (1 + 𝑞 2 + . . .) ,
𝑛∈Z
2
(−1)𝑛 𝑞 𝑛 = 1 − 2𝑞 + . . . ,
(Д.1.2)
𝑛∈Z
𝜃3 (𝑞) =
∑︁
2
𝑞 𝑛 = 1 + 2𝑞 + . . . .
𝑛∈Z
Между ними есть множество соотношения, например [98]
𝜃34 = 𝜃24 + 𝜃14 .
(Д.1.3)
Функции 𝜃 в (Д.1.2) очевидным образом инвариантны относительно преобразования 𝑇 (5.9.18), действующего как 𝜏SW → 𝜏SW + 2. Кроме того, в случае
1
Англ. nome.
196
1
преобразования 𝑇 2 (5.9.18) выполняются следующие тождества [98, eq. (8.10)]:
𝑖𝜋
𝜃1 (𝜏SW + 1) = 𝑒 4 𝜃1 (𝜏SW ) ,
𝜃2 (𝜏SW + 1) = 𝜃3 (𝜏SW ) ,
(Д.1.4)
𝜃3 (𝜏SW + 1) = 𝜃2 (𝜏SW ) .
Под действием 𝑆 (5.9.18) имеем [98, eq. (8.9)]:
(︂
𝜃1 −
1
1
где
√
)︂
=
𝜏SW
(︂
𝜃3 −
=
𝜏SW
(︂
𝜃2 −
)︂
1
𝜏SW
)︂
=
√
√
√
−𝑖𝜏SW 𝜃2 (𝜏SW ) ,
−𝑖𝜏SW 𝜃1 (𝜏SW ) ,
(Д.1.5)
−𝑖𝜏SW 𝜃3 (𝜏SW ) ,
−𝑖𝜏SW = +1 при 𝜏SW = 𝑖. При этом мы использовали те же обозначения
для функции 𝜃 как в (Д.1.2).
Д.2
Функция ℎ
Из 𝜃-функций можно строить модулярные функции. В кривой ЗайбергаВиттена (5.9.3) использовалась функция ℎ, которая определяется как [89]
2𝜃14 (𝜏SW )
ℎ(𝜏SW ) = 4
𝜃2 (𝜏SW ) − 𝜃14 (𝜏SW )
(Д.2.1)
или, в терминах нома (Д.1.1),
ℎ(𝑞) = 32 𝑞 + 𝑂(𝑞 2 ) .
Преобразование 𝑆 действует на (Д.2.1) как
(︂
)︂
1
ℎ −
= −2 − ℎ(𝜏SW ) ,
𝜏SW
(Д.2.2)
(Д.2.3)
так что комбинация
4𝜃14 𝜃24
ℎ · (ℎ + 2) = 4
(𝜃2 − 𝜃14 )2
(Д.2.4)
197
инвариантна по отношению к преобразованиям 𝑆 и 𝑇 . Под действием половин1
ного сдвига 𝑇 2 эта комбинация превращается в
4𝜃34 (𝜏SW ) · 𝜃24 (𝜏SW )
ℎ(𝜏SW + 1) · (ℎ(𝜏SW + 1) + 2) = − 4
.
(𝜃3 (𝜏SW ) + 𝜃14 (𝜏SW ))2
Д.3
(Д.2.5)
Функция 𝜆
В Главе 5 была также использована модулярная функция 𝜆 (см. например
формулу (5.9.14)), которая может быть выражена как
𝜃14 (𝜏SW )
= 16𝑞 − 128𝑞 2 + 𝑂(𝑞 3 )
𝜆(𝜏SW ) = 4
𝜃3 (𝜏SW )
(Д.3.1)
где 𝑞 — ном (Д.1.1). Эта функция также инвариантна под действием преобразования 𝑇 , тогда как под действием 𝑆 она преобразуется как
(︂
)︂
1
𝜆 −
= 1 − 𝜆(𝜏SW ) .
𝜏SW
(Д.3.2)
Под действием половинного сдвига (Д.1.4) функция 𝜆 превращается в
𝜆(𝜏SW + 1) =
𝜆(𝜏SW )
𝜃4 (𝜏SW )
= − 14
.
𝜆(𝜏SW ) − 1
𝜃2 (𝜏SW )
Из (Д.3.2) и (Д.3.3) мы видим, что под действием преобразования 𝑆
)︂
(︂
1
1
𝑆
+1 =
.
𝜆(𝜏SW + 1) −
→𝜆 −
𝜏SW
𝜆(𝜏SW + 1)
(Д.3.3)
(Д.3.4)
Используя (Д.2.4) и (Д.3.3), можно написать связь между функциями 𝜆 и ℎ,
− ℎ(𝜏SW )[ℎ(𝜏SW ) + 2] =
4 𝜆(𝜏SW + 1)
.
(1 + 𝜆(𝜏SW + 1))2
(Д.3.5)
Обратная к 𝜆(𝜏 ) функция может быть записана в терминах гипергеометрических функций
𝜏 =𝑖
− 𝜆)
.
2 𝐹1 (1/2, 1/2; 1; 𝜆)
2 𝐹1 (1/2, 1/2; 1; 1
В терминах полного эллиптического интеграла первого рода 𝐾(𝑘),
√
𝐾( 1 − 𝜆)
√
𝜏 =𝑖
.
𝐾( 𝜆)
(Д.3.6)
(Д.3.7)
198
ПРИЛОЖЕНИЕ Е
О центральном заряде в WCP(2, 2) модели
В данном Приложении будут рассмотрены некоторые дополнительные свойства центрального заряда, а также вторичные кривые нейтральной устойчивости в WCP(2, 2) модели.
Е.1
Вторичные кривые
Теперь мы рассмотрим распады частиц, которые не обсуждались в Разделе 5.6, а также построим соответствующие CMS. Для этого нужно вспомнить,
что центральный заряд BPS кинка (5.3.4) является, вообще говоря, многолистной функцией. На плоскости 𝛽 у такой функции есть разрезы, начинающиеся
в точках, в которых у массы кинка появляется сингулярность. (Это обстоятельство можно было не учитывать при рассмотрении первичных CMS (5.6.2)
и (5.6.3), но теперь оно оказывается важным.) Из явной формулы для массы
кинка можно видеть, что она сингулярна в точке 𝛽 = 0 (см. формулы (5.5.13)
и (5.5.14)) и в точках АД (см. формулу (5.3.19)). Поэтому в этих точках начинаются разрезы (по модулю 2𝜋 периодичности в направлении 𝜃2𝑑 ).
Е.1.1
Распады «дополнительных» кинков
Когда мы уходим из сильной связи в область слабой связи 𝛽 ≫ 0, кинки
[𝑍𝑃 ], 𝑃 = 1, 2 не распадаются (они становятся безмассовыми в точках АД
на правой кривой (5.6.2), и поэтому их можно «протащить» через эти точки, в которых эти кинки являются единственными безмассовыми частицами
и, тем самым, абсолютно стабильными [87]). С другой стороны, массы кинков
[𝑍𝐾 ], 𝐾 = 3, 4 — порядка |𝑚𝐾 − 𝑚|, так что они могли бы распасться на,
скажем, пару [𝑍𝑃 ] + бифундаментал. Иными словами, возможен следующий
199
процесс распада:
[𝑍𝐾 ] → [𝑍𝑃 ] + [−𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )] .
(Е.1.1)
В дуальной области сильной связи 𝛽 ≪ 0 распадаются 𝑃 -кинки через реакцию
[𝑍𝑃 ] → [𝑍𝐾 ] + [𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )] .
(Е.1.2)
Рис. Е.1: Комплексная плоскость 𝛽. Схематичное представление структуры CMS для распада кинка 𝑀3 . (Картина для 𝑀4 качественно такая же.) Тонкие зелёные линии — первичные
кривые. Толстые чёрные линии — разрезы. Толстые синие линии — CMS для распадов кинка
𝑀3 . Область, закрашенная синим — область существования кинка 𝑀3 . Синие точки справа
обозначают места, где масса кинка 𝑀3 была бы равна нулю, если бы эти кинки существовали
в соответствующей области, см. (Е.1.4).
Более того, при некоторых условиях эти кинки обязаны распадаться, иначе
они могли бы стать безмассовыми где-то в слабой связи. Чтобы это увидеть, рассмотрим центральный заряд 𝐾-кинка в слабой связи в CP(1) пределе (5.3.10).
Формула (5.3.20) может быть прямо обобщена на 𝐾-кинки следующим образом:
𝑍𝐾 ≈ −𝛽𝐶𝑃 (1) · 𝛿𝑚12 + 𝑖 (𝑚𝐾 − 𝑚) +
𝛿𝑚12
,
𝜋
(Е.1.3)
так что масса соответствующего состояния в пределе Re 𝛽 ≡ 𝑟 ≫ 1 есть
⃒
⃒
(︂
)︂
1 ⃒⃒ Δ𝑚 ⃒⃒ 1
𝑚𝐾 − 𝑚
𝑀𝐾 ≈ |𝛿𝑚12 | · 𝑟 − ln ⃒
− − Im
.
(Е.1.4)
𝜋
𝛿𝑚12 ⃒ 𝜋
𝛿𝑚12
200
Мы видим, что при определённом выборе масс 𝑚𝐴 в слабой связи (в правой
области 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 ) есть точки, где 𝑀𝐾 зануляется. Поэтому такие состояния
обязаны распасться ещё до этого. Аналогично, кинки 𝑀𝑃 (𝑃 = 1, 2) могли
бы становится безмассовыми в дуальной области слабой связи 𝛽 ≪ −𝛽𝐴𝐷 . Их
массы в этом пределе могут быть вычислены по формуле
⃒
⃒
)︂
(︂
𝑚𝑃 − 𝑚
̃︀
1 ⃒⃒ Δ𝑚 ⃒⃒ 1
− + Im
.
𝑀𝑃 ≈ |𝛿𝑚34 | · 𝑟 − ln ⃒
𝜋
𝛿𝑚34 ⃒ 𝜋
𝛿𝑚34
(Е.1.5)
Уравнение CMS для обоих распадов (Е.1.1) и (Е.1.2) есть
(︂
)︂
(︂
)︂
𝑍𝑃
𝑍𝐾
Re
= 0 ⇔ Re
= 0.
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
(Е.1.6)
К этому необходимо добавить условие того, что частица не может распадаться
на более тяжёлые частицы:
|𝑍𝐾 | = |𝑍𝑃 | + | − 𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )| при распаде (Е.1.1) ,
(Е.1.7)
|𝑍𝑃 | = |𝑍𝐾 | + |𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )| при распаде (Е.1.2) .
В случае, когда 𝑚1 , 𝑚2 , 𝑚𝐾 для некоторого 𝐾 лежат на одной прямой на
комплексной плоскости, CMS для распада (Е.1.1) совпадает с первичной кривой
(5.6.2). Также, если для некоторого 𝑃 массы 𝑚𝑃 , 𝑚3 , 𝑚4 выравниваются, CMS
для (Е.1.2) совпадает с дуальной первичной кривой (5.6.3).
Уравнение CMS (Е.1.6) упрощается в пределе CP(1) (5.3.10). Используя простое обобщение приближённой формулы для центрального заряда (5.3.19), можно переписать это уравнение вблизи точки АД как:
]︂
[︂
𝑚1 − 𝑚2
3/2
Re
· (𝛽 − 𝛽𝐴𝐷𝑃 )
=0
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
(Е.1.8)
для 𝑃 = 1, 2. (Индексы точек АД соответствуют Рис. 5.4.) Это уравнение эквивалентно
)︂
(︂
3
cos
arg(𝛽 − 𝛽𝐴𝐷𝑃 ) + 𝜑𝑃 𝐾 = 0 ,
2
(︂
𝜑𝑃 𝐾
𝑚1 − 𝑚2
= arg
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
)︂
.
(Е.1.9)
Решение этого уравнения представляет собой линии, исходящие из точки 𝐴𝐷𝑃
под углами
2
𝜋 2
arg(𝛽 − 𝛽𝐴𝐷𝑃 ) = − 𝜑𝑃 𝐾 − + 𝜋 𝑛 ,
3
3 3
𝑛 ∈ Z.
(Е.1.10)
201
Из этого выражения мы видим, что, вообще говоря, три различных CMS начинаются в точке АД 𝐴𝐷𝑃 (это очень похоже на случай CP(1)). Однако только
некоторые из них удовлетворяют дополнительному условию (Е.1.7). А именно,
для того, чтобы условие (Е.1.7) было выполнено, необходимо потребовать
arg 𝑍𝑃 − arg(−𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )) ∈ 2𝜋Z .
(Е.1.11)
Это условие отбирает чётные 𝑛 в (Е.1.10). Это и есть CMS для распада (Е.1.1)
вблизи точки 𝐴𝐷𝑃 .
Рассмотрим уравнение (Е.1.10) несколько подробнее. В зависимости от 𝜑𝑃 𝐾
меняется качественная картина. Когда эта фаза равна нулю, рассматриваемая
CMS проходит через точки 𝐴𝐷1 и 𝐴𝐷2 и совпадает с первичной кривой (5.6.2).
При 𝜑𝑃 𝐾 ∈ [−𝜋/2, 0) наша CMS наклонена внутрь области сильной связи, и
кинк 𝑀𝐾 вообще не может проникнуть в область слабой связи 𝛽 > 0. Если
𝜑𝑃 𝐾 ∈ (0, 𝜋/2], то рассматриваемая CMS для распада 𝐾-кинка заходит в область слабой связи, и 𝐾-кинк существует в некоторой подобласти в слабой связи
𝛽 > 0. Разумеется, этот кинк не может достичь области, где его масса могла бы
обратиться в нуль, см. (Е.1.4). Другие значения фазы 𝜑𝑃 𝐾 отличаются только
переименованием индексов 1 ↔ 2. На Рис. Е.1 представлены CMS для распада
кинка [𝑍3 ] (CMS для распадов кинка [𝑍4 ] качественно такие же).
То же рассуждение можно применить к 𝑃 -кинкам вблизи дуальной области
слабой связи при 𝛽 < 0. Если arg ((𝑚4 − 𝑚3 )/(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )) зануляется, то CMS
для распада (Е.1.2) совпадает с дуальной первичной кривой (5.6.3). Когда эта
фаза положительна, 𝑃 -кинки не могут проникнуть в дуальную область слабой
связи. Когда она отрицательна, 𝑃 -кинки существуют в некоторой подобласти в
дуальной слабой связи, но они никогда не могут достичь областей, где их масса
могла бы стать равной нулю.
Е.1.2
Распад башни состояний с высшими намотками в сильной связи
Теперь мы кратко затронем вопрос о распадах 𝑛 ̸= 0 состояний из башни
(5.5.15). В пределе Δ𝑚 ≫ 𝛿𝑚12 , 𝛿𝑚34 они могут распадаться в состояния с низшими намотками, испуская бифундаменталы. Например, если 𝑛 > 0, некоторые
202
из распадов могут быть такими:
[𝑛]
[𝑛]
[𝑍1 ] → [𝑍4 ] + [𝑖(𝑚1 − 𝑚4 )] ,
[𝑛]
[𝑍4 ]
→
[𝑛−1]
[𝑍2 ]
(Е.1.12)
+ [𝑖(𝑚1 − 𝑚3 )] .
В более общей ситуации при 𝑛 > 0 возможны следующие распады:
[𝑛]
[𝑛]
[𝑍𝑃 ] → [𝑍𝐾 ] + [𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )] ,
[𝑛]
[𝑍𝐾 ]
→
[𝑛−1]
[𝑍𝑃 ]
(Е.1.13)
+ [𝑖(𝑚𝑃̃︀ − 𝑚𝐾̃︀ )] ,
̃︀ — перестановка ингде 𝑃, 𝑃̃︀ — некоторая перестановка индексов 1, 2, а 𝐾, 𝐾
дексов 3, 4. Состояния с 𝑛 < 0 подвержены аналогичным распадам.
Соответствующая CMS удовлетворяет уравнениям
)︃
(︃
)︃
(︃
[𝑛]
[𝑛]
𝑍𝐾
𝑍𝑃
= 0 , Re
= 0.
Re
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
𝑚𝑃̃︀ − 𝑚𝐾̃︀
Вдали от точки 𝛽
=
0, то есть при 𝛽
≫
1, в CP(1)
(Е.1.14)
пределе
(5.3.10) уравнения (Е.1.14) отличаются от (Е.1.6) только слагаемыми порядка
𝑂(𝛿𝑚12 /Δ𝑚, 𝛿𝑚34 /Δ𝑚). Следовательно, соответствующие CMS расположены
близко друг от друга, по крайней мере частично.
Внимательное изучение численных решений показывает, что существуют
две возможности: либо CMS (Е.1.14) образуют замкнутые кривые, лежащие
внутри области сильной связи, либо они образуют спирали, сходящиеся к началу координат. В любом случае мы заключаем, что состояния с высшими намотками, рассмотренные в данном Разделе, живут исключительно внутри области
сильной связи и не могут попасть в области слабой связи.
Е.2
Намотки центрального заряда в сильной связи
В данном Разделе будут выведены различные намотки (сдвиги) центрального заряда (5.3.4), показанные на Рис. 5.4.
Е.2.1
Намотка вдоль 𝜃2𝑑
Сейчас мы выведем фазовый сдвиг 𝐴𝐷1 → 𝐴𝐷2 , показанный на Рис. 5.4.
Для простоты рассмотрим CP(1) предел (5.3.10). Положения точек АД 𝐴𝐷1
203
Im 2
m
2 +
2
masses
0.10
0.05
0.00
0.05
0.10
1.0
0.5
0.0
0.5
1.0
Re 2
m
(а) Траектория корней 𝜎 вдоль (Е.2.1)
1.00
0.75
0.50
0.25
0.00
0.25
0.50
0.75
1.00
Im 2
m
2 +
2
masses
1.0
0.5
0.0
0.5
1.0
Re 2
m
(б) Траектория корней 𝜎 вдоль (Е.2.5)
Рис. Е.2: Траектории корней 𝜎 вдоль различных траекторий на плоскости 𝛽. Численный
√
расчёт. Комплексная плоскость 2𝜎. Видно, что 𝜎-корни оборачиваются вокруг масс 𝑚𝐴
(представленных жирными точками).
и 𝐴𝐷2 могут быть найдены приблизительно по формуле (5.3.16). Рассмотрим
траекторию в плоскости 𝛽, на которой константа связи непрерывным образом
переходит от одной из точек АД, расположенной в 𝛽𝐴𝐷 , к другой в 𝛽𝐴𝐷 + 𝑖,
𝛽=
1 2 Δ𝑚 𝑖(𝑡 − 𝜋)
ln
+
− 𝜀,
𝜋 𝛿𝑚12
2𝜋
1 ≫ 𝜀 > 0 , 𝑡 ∈ [0, 2𝜋] .
Здесь, 𝜀 есть просто параметр, введённый для регуляризации. Тогда,
(︂
)︂2
𝛿𝑚12
−2𝜋𝛽
𝑒
≈−
𝑒−𝑖𝑡 (1 + 2𝜋𝜀) ,
2 Δ𝑚
(Е.2.1)
(Е.2.2)
и для выражения под квадратным корнем в (5.3.5) (то есть дискриминанта)
получим:
)︀
𝛿𝑚212 (︀
𝛿𝑚212
2
+ Λ𝐶𝑃 (1) =
1 − (1 + 𝜀)𝑒
̃︀ −𝑖𝑡 ,
𝐷≈
4
4
1 ≫ 𝜀̃︀ > 0 .
(Е.2.3)
Это выражение наматывается вокруг точки 1 с радиусом (1 + 𝜀)
̃︀ по часовой
стрелке. Тогда 𝜎-вакуумы, которые можно найти приближённо по формулам
√
2𝜎± ≈ ±
Δ𝑚 √
+ 𝐷,
2
(Е.2.4)
√
наматываются, см. Рис. Е.2а. В пределе 𝜀 → 0 корень 2𝜎+ наматывается
√
вокруг (−Δ𝑚 + 𝛿𝑚12 )/2 = −𝑚2 по часовой стрелке, а 2𝜎− крутится вокруг
(−Δ𝑚 − 𝛿12 )/2 = −𝑚1 по часовой стрелке, оба — с радиусом 𝛿𝑚12 (1 + 𝜀/2).
̃︀
204
Отсюда получаются нетривиальные сдвиги фаз в зеркальных переменных,
см. (5.5.3). В то время как поля 𝑌 остаются на месте, поле 𝑋1 наматывается из√
√
за 2𝜎− и набирает фазу −2𝜋𝑖. 𝑋2 наматывается из-за 2𝜎+ и набирает фазу
−2𝜋𝑖. Тогда центральный заряд кинка, определяемы как 𝑍 = 2(𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐− )−
𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐+ )), сдвигается на −𝑖(𝑚1 −𝑚2 ). Поэтому если 𝑍2 = 0 в точке 𝐴𝐷2 , то
𝑍1 = 𝑍2 +𝑖(𝑚1 −𝑚2 ) становится равным нулю в точке 𝐴𝐷1 , см. (5.5.6). Другими
словами, кинки [𝑍1 ] и [𝑍2 ] становятся безмассовыми в точках АД 𝐴𝐷1 и 𝐴𝐷2
соответственно.
Точно так же можно доказать сдвиг при перемещении 𝐴𝐷3 → 𝐴𝐷4 на
Рис. 5.4.
Е.2.2
От положительных к отрицательным 𝛽
теперь рассмотрим траекторию на плоскости 𝛽, проходящую справа налево,
то есть от 𝐴𝐷2 к 𝐴𝐷3 на Рис. 5.4. Для простоты мы рассмотрим предел, когда
массовые параметры вещественны Δ𝑚 ≫ 𝛿𝑚12 = 𝛿𝑚34 > 0.
]︂
[︂
𝑖
1 2 Δ𝑚
ln
− 𝜀 − , 1 ≫ 𝜀 > 0 , 𝑡 ∈ [1, −1] .
𝛽≈𝑡
𝜋 𝛿𝑚12
2
(Е.2.5)
При 𝑡, меняющемся от 1 до −1, значение константы связи 𝛽 изменяется от 𝐴𝐷2
до 𝐴𝐷3 . Тогда мы имеем
𝑒−2𝜋𝛽
(︂
𝛿𝑚12
≈−
2 Δ𝑚
)︂2𝑡
(1 + 2𝜋𝑡𝜀) ,
(Е.2.6)
и для выражения под знаком квадратного корня в (5.3.5) (то есть для дискриминанта) получим
⎛
𝐷≈
⎜
𝛿𝑚212 ⎝1
(︁
− (︁
2 Δ𝑚
𝛿𝑚12
1+
)︁2(1−𝑡)
(︀ 𝛿𝑚 )︀2𝑡
12
2 Δ𝑚
⎞
(1 + 2𝜋𝑡𝜀) ⎟
)︁2 ⎠ .
(1 + 2𝜋𝑡𝜀)
(Е.2.7)
При 𝛿𝑚12 < Δ𝑚 из этой формулы следует, что 𝐷 всегда отрицательно. В этом
случае у корней нет нетривиальных намоток. Однако первое слагаемое в формуле для корней (5.3.5) гладко меняется от −Δ𝑚/2 до +Δ𝑚/2, когда 𝑡 переходит от 1 к −1. Поэтому оба двумерных вакуума выходят из окрестности точки
−Δ𝑚/2 при 𝛽 ∼ 𝐴𝐷2 и приходят в окрестность точки +Δ𝑚/2 при 𝛽 ∼ 𝐴𝐷3 .
205
√
2𝜎± из (Е.2.4), корень 2𝜎+ перемещается в
√
нижней полуплоскости, а корень 2𝜎− — в верхней, см. Рис. Е.2б.
Оказывается, что, в терминах
√
Отсюда и из отображения (5.5.3) следует, что, когда константа связи 𝛽 переходит от 𝐴𝐷2 к 𝐴𝐷3 , зеркальная переменная 𝑋1 остаётся в правой полуплоскости Re 𝑋1 > 0, 𝑌4 остаётся в левой полуплоскости Re 𝑌4 < 0. Поля
𝑋2 и 𝑌3 каждое набирают по +𝑖𝜋 из-за изменения 𝜎+ , а из-за 𝜎− каждое из
них набирает по −𝑖𝜋. В общем, центральный заряд кинка, определяемый как
𝑍 = 2(𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐− ) − 𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐+ )), сдвигается на величину −𝑖(𝑚2 − 𝑚3 ), то
есть в точности так, как указано на Рис. 5.4. Таким образом, кинки [𝑍2 ] и [𝑍3 ]
становятся безмассовыми в точках 𝐴𝐷2 и 𝐴𝐷3 соответственно.
Точно так же можно доказать сдвиг 𝐴𝐷4 → 𝐴𝐷1 , показанный на Рис. 5.4.
Отметим, что эти результаты согласованны с преобразованием Z2 , см. Рис. 5.4.
206
ПРИЛОЖЕНИЕ Ж
Самодуальные точки
Рассмотрим самодуальные точки в четырёхмерной теории. Соответствующее значение константы связи 𝜏SW должно удовлетворять уравнению
𝜏SW =
−1
.
𝜏SW
(Ж.1.1)
Решение в верхней полуплоскости есть
𝜏0 = 𝑖 .
(Ж.1.2)
Однако, если принять во внимание также 𝑇 -дуальность, то уравнение (Ж.1.1)
модифицируется:
−1
+ 2𝑘, 𝑘 ∈ Z.
𝜏SW
Решая это уравнение, получим целую серию самодуальных точек,
𝜏SW =
𝜏±𝑘 = 𝑘 ±
√︀
𝑘2 − 1 ,
𝑘 ∈ Z,
(Ж.1.3)
(Ж.1.4)
или, что то же самое,
𝜏±𝑘 = ±(𝑘 −
√︀
𝑘 2 − 1) ,
𝑘 ∈ {0, 1, 2, . . .} .
(Ж.1.5)
При 𝑘 = 0 отсюда получается (Ж.1.2). При 𝑘 = 1 эта формула даёт
𝜏1 = 1 .
(Ж.1.6)
Теперь рассмотрим самодуальные точки в двумерной теории. Очевидным
кандидатом (5.9.22) является
𝛽0 = 0 ,
𝑒−2𝜋𝛽0 = +1 .
(Ж.1.7)
207
Но если принять во внимание 𝑇 -дуальность в двумерии 𝛽 → 𝛽 + 𝑖, мы увидим, что на самом деле есть целая серия точек, самодуальных относительно 𝑆
(5.9.22),
𝑖
𝑘 , 𝑒−2𝜋𝛽1 = (−1)𝑘 , 𝑘 ∈ Z .
2
Мы уже встречали некоторые из них в Разделе 5.9:
𝛽𝑘 =
𝜏0 = 𝑖 ↔ 𝛽1 =
𝑖
,
2
𝜏 1 = 1 ↔ 𝛽0 = 0 .
(Ж.1.8)
(Ж.1.9)
208
Список литературы
[1] N. Seiberg and E. Witten, Electric-magnetic duality, monopole condensation,
and confinement in N=2 supersymmetric Yang-Mills theory, Nucl. Phys. B426,
19 (1994), (E) B430, 485 (1994) [hep-th/9407087].
[2] N. Seiberg and E. Witten, Monopoles, duality and chiral symmetry breaking in
N=2 supersymmetric QCD, Nucl. Phys. B431, 484 (1994) [hep-th/9408099].
[3] G. ’t Hooft, Topology of the Gauge Condition and New Confinement Phases in
Nonabelian Gauge Theories, Nucl. Phys. B 190, 455-478 (1981)
[4] S. Mandelstam, Vortices and Quark Confinement in Nonabelian Gauge
Theories, Phys. Rept. 23, 245-249 (1976)
[5] A. Hanany and D. Tong, Vortices, instantons and branes, JHEP 0307, 037
(2003). [hep-th/0306150].
[6] R. Auzzi, S. Bolognesi, J. Evslin, K. Konishi and A. Yung, Non-Abelian
superconductors: Vortices and confinement in 𝒩 = 2 SQCD, Nucl. Phys. B
673, 187 (2003). [hep-th/0307287].
[7] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian string junctions as confined monopoles,
Phys. Rev. D 70, 045004 (2004) [hep-th/0403149].
[8] A. Hanany and D. Tong, Vortex strings and four-dimensional gauge dynamics,
JHEP 0404, 066 (2004) [hep-th/0403158].
[9] D. Tong, TASI Lectures on Solitons, arXiv:hep-th/0509216.
[10] M. Eto, Y. Isozumi, M. Nitta, K. Ohashi and N. Sakai, Solitons in the Higgs
phase: The moduli matrix approach, J. Phys. A 39, R315 (2006) [arXiv:hepth/0602170].
[11] M. Shifman and A. Yung, Supersymmetric Solitons and How They Help
Us Understand Non-Abelian Gauge Theories, Rev. Mod. Phys. 79, 1139
209
(2007) [hep-th/0703267]; for an expanded version see Supersymmetric Solitons,
(Cambridge University Press, 2009).
[12] D. Tong, Quantum Vortex Strings: A Review, Annals Phys. 324, 30 (2009)
[arXiv:0809.5060 [hep-th]].
[13] M. Shifman and A. Yung, Lessons from supersymmetry: “Instead-ofConfinement” Mechanism, Int. J. Mod. Phys. A 29, no. 27, 1430064 (2014)
[arXiv:1410.2900 [hep-th]].
[14] A. Abrikosov, On the Magnetic Properties of Superconductors of the Second
Group, Sov. Phys. JETP 5, 1174 (1957); Russian original – ZhETF 32, 1442
(1957);
H. Nielsen and P. Olesen, Vortex-line models for dual strings, Nucl. Phys. B61,
45 (1973). [Reprinted in Solitons and Particles, Eds. C. Rebbi and G. Soliani
(World Scientific, Singapore, 1984), p. 365].
[15] D. Tong, Monopoles in the Higgs phase, Phys. Rev. D 69, 065003 (2004)
[arXiv:hep-th/0307302].
[16] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian flux tubes in N=1 SQCD: supersizing
world-sheet supersymmetry, Phys. Rev. D 72, 085017 (2005) [arXiv:hepth/0501211].
[17] M. Edalati and D. Tong, Heterotic vortex strings, JHEP 0705, 005 (2007)
[arXiv:hep-th/0703045].
[18] M. Shifman and A. Yung, Heterotic Flux Tubes in 𝒩 = 2 SQCD with 𝒩 = 1
Preserving Deformations, Phys. Rev. D 77, 125016 (2008) Erratum: [Phys.
Rev. D 79, 049901 (2009)] [arXiv:0803.0158 [hep-th]].
[19] E. Ievlev and A. Yung, Non-Abelian strings in 𝒩 = 1 supersymmetric QCD,
Phys. Rev. D 95, 125004 (2017) [arXiv:1704.03047 [hep-th]].
[20] E. Ievlev and A. Yung, Non-Abelian strings in 𝑁 = 1 supersymmetric QCD
(Confenrence Paper), EPJ Web Conf. 191, 06003 (2018)
[21] E. Ievlev and A. Yung, What Become of Semilocal non-Abelian strings in 𝒩 = 1
SQCD, Phys. Rev. D 98, 094033 (2018) [arXiv:1810.07149 [hep-th]].
[22] A. Gorsky, E. Ievlev and A. Yung, Dynamics of non-Abelian strings in the
210
theory interpolating from 𝒩 = 2 to 𝒩 = 1 supersymmetric QCD, Phys. Rev.
D 101, 014013 (2020) [arXiv:1911.08328 [hep-th]].
[23] D. Tong, The quantum dynamics of heterotic vortex strings, JHEP 0709, 022
(2007) [arXiv:hep-th/0703235].
[24] M. Shifman and A. Yung, Large-N Solution of the Heterotic N=(0,2) Twodimensional CP(N-1) Model, Phys. Rev. D 77, 125017 (2008) Erratum: [Phys.
Rev. D 81, 089906 (2010)] [arXiv:0803.0698 [hep-th]].
[25] P. A. Bolokhov, M. Shifman and A. Yung, Description of the Heterotic String
Solutions in U(N) SQCD, Phys. Rev. D 79, 085015 (2009) [arXiv:0901.4603
[arXiv:hep-th]].
[26] E. Witten, Instantons, the Quark Model, and the 1/N Expansion, Nucl. Phys.
B 149, 285 (1979).
[27] E. Ievlev, M. Shifman and A. Yung, String Baryon in Four-Dimensional 𝒩 = 2
Supersymmetric QCD from the 2D-4D Correspondence, Phys. Rev. D 102,
054026 (2020) [arXiv:2006.12054 [hep-th]].
[28] P. Fayet and J. Iliopoulos, Spontaneously Broken Supergauge Symmetries and
Goldstone Spinors, Phys. Lett. B 51, 461 (1974).
[29] M. Shifman and A. Yung, Critical String from Non-Abelian Vortex in Four
Dimensions, Phys. Lett. B 750, 416 (2015) [arXiv:1502.00683 [hep-th]].
[30] P. Koroteev, M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Vortex in Four Dimensions
as a Critical String on a Conifold, Phys. Rev. D 94 (2016) no.6, 065002
[arXiv:1605.08433 [hep-th]].
[31] P. Koroteev, M. Shifman and A. Yung, Studying Critical String Emerging
from Non-Abelian Vortex in Four Dimensions, Phys. Lett. B759, 154 (2016)
[arXiv:1605.01472 [hep-th]].
[32] N. Dorey, The BPS spectra of two-dimensional supersymmetric gauge theories
with twisted mass terms, JHEP 9811, 005 (1998) [hep-th/9806056].
[33] D. Tong, Monopoles in the Higgs phase, Phys. Rev. D 69, 065003 (2004) [hepth/0307302].
[34] For a review see e.g. A. Achucarro and T. Vachaspati, Semilocal and electroweak
strings, Phys. Rept. 327, 347 (2000) [hep-ph/9904229].
211
[35] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian semilocal strings in 𝒩
= 2
supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 73, 125012 (2006) [arXiv:hep-th/0603134].
[36] M. Eto, J. Evslin, K. Konishi, G. Marmorini, et al., On the moduli space of
semilocal strings and lumps, Phys. Rev. D 76, 105002 (2007) [arXiv:0704.2218
[hep-th]].
[37] M. Shifman, W. Vinci and A. Yung, Effective World-Sheet Theory for NonAbelian Semilocal Strings in 𝒩 = 2 Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 83,
125017 (2011) [arXiv:1104.2077 [hep-th]].
[38] P. Koroteev, M. Shifman, W. Vinci and A. Yung, Quantum Dynamics of LowEnergy Theory on Semilocal Non-Abelian Strings, Phys. Rev. D 84, 065018
(2011) [arXiv:1107.3779 [hep-th]].
[39] J. Chen, C. H. Sheu, M. Shifman, G. Tallarita and A. Yung, Long Way to Ricci
Flatness, [arXiv:2006.01188 [hep-th]].
[40] E. Witten, Phases of N = 2 theories in two dimensions, Nucl. Phys. B 403,
159 (1993) [hep-th/9301042].
[41] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Confinement in 𝒩 = 2 Supersymmetric
QCD: Duality and Kinks on Confining Strings, Phys. Rev. D 81, 085009 (2010)
[arXiv:1002.0322 [hep-th]].
[42] A. D’Adda, A. C. Davis, P. DiVeccia and P. Salamonson, An effective action
for the supersymmetric CP𝑛−1 models, Nucl. Phys. B222 45 (1983).
[43] S. Cecotti and C. Vafa, On classification of 𝒩 = 2 supersymmetric theories,
Comm. Math. Phys. 158 569 (1993).
[44] A. Hanany, K. Hori Branes and N=2 Theories in Two Dimensions, Nucl. Phys.
B 513, 119 (1998) [arXiv:hep-th/9707192].
[45] N. Dorey, T. J. Hollowood and D. Tong, The BPS spectra of gauge theories in
two and four dimensions, JHEP 9905, 006 (1999) [arXiv:hep-th/9902134].
[46] A. A. Penin, V. A. Rubakov, P. G. Tinyakov and S. V. Troitsky, What becomes
of vortices in theories with flat directions, Phys. Lett. B 389, 13 (1996) [hepph/9609257].
[47] A. Yung, Vortices on the Higgs Branch of the Seiberg-Witten Theory, Nucl.
Phys. B 562, 191 (1999) [hep-th/9906243].
212
[48] K. Evlampiev and A. Yung, Flux Tubes on Higgs Branches in SUSY Gauge
Theories, Nucl. Phys. B 662, 120 (2003) [hep-th/0303047].
[49] A. Gorsky, M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Meissner effect in YangMills theories at weak coupling, Phys. Rev. D 71, 045010 (2005) [arXiv:hepth/0412082].
[50] M. Shifman and A. Yung, Moduli Space Potentials for Heterotic nonAbelian Flux Tubes: Weak Deformation, Phys. Rev. D 82, 066006 (2010)
[arXiv:1005.5264 [hep-th]].
[51] A. Hanany, M. J. Strassler and A. Zaffaroni, Confinement and strings in
MQCD, Nucl. Phys. B 513, 87 (1998) [hep-th/9707244].
[52] A. I. Vainshtein and A. Yung, Type I superconductivity upon monopole
condensation in Seiberg–Witten theory, Nucl. Phys. B 614, 3 (2001) [arXiv:hepth/0012250].
[53] E. Witten, Theta Dependence in the Large N Limit of Four-Dimensional Gauge
Theories, Phys. Rev. Lett. 81, 2862 (1998), [hep-th/9807109].
[54] A. Hanany, M. J. Strassler and A. Zaffaroni, Confinement and strings in
MQCD, Nucl. Phys. B 513, 87 (1998) [arXiv:hep-th/9707244].
[55] T. Vachaspati and A. Achucarro, Semilocal cosmic strings, Phys. Rev. D 44,
3067 (1991).
[56] M. Hindmarsh, Existence and stability of semilocal strings, Phys. Rev. Lett.
68, 1263 (1992).
[57] M. Hindmarsh, Semilocal topological defects, Nucl. Phys. B 392, 461 (1993)
[arXiv:hep-ph/9206229].
[58] J. Preskill, Semilocal defects, Phys. Rev. D 46, 4218 (1992) [arXiv:hepph/9206216].
[59] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian semilocal strings in N=2
supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 73, 125012 (2006) [arXiv:hep-th/0603134].
[60] M. Eto, Y. Isozumi, M. Nitta, K. Ohashi and N. Sakai, Manifestly
supersymmetric effective Lagrangians on BPS solitons, Phys. Rev. D 73,
125008 (2006) [arXiv:hep-th/0602289].
213
[61] M. Eto, J. Evslin, K. Konishi, G. Marmorini, M. Nitta, K. Ohashi, W. Vinci
and N. Yokoi, On the moduli space of semilocal strings and lumps, Phys. Rev.
D 76, 105002 (2007) [arXiv:0704.2218 [arXiv:hep-th]].
[62] M. Shifman, W. Vinci and A. Yung, Effective World-Sheet Theory for NonAbelian Semilocal Strings in N = 2 Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 83,
125017 (2011) [arXiv:1104.2077 [arXiv:hep-th]].
[63] A. Gorsky, M. Shifman and A. Yung, Revisiting the Faddeev-Skyrme model and
Hopf solitons, Phys. Rev. D 88, 045026 (2013) [arXiv:1306.2364 [arXiv:hep-th]].
[64] A. Gorsky, M. Shifman and A. Yung, The Higgs and Coulomb/confining phases
in ’twisted-mass’ deformed CP(N-1) model, Phys. Rev. D 73, 065011 (2006)
[arXiv:hep-th/0512153].
[65] P. A. Bolokhov, M. Shifman and A. Yung, Heterotic N=(0,2) CP(N-1) Model
with Twisted Masses, Phys. Rev. D 81, 065025 (2010) [arXiv:0907.2715 [hepth]].
[66] V. Markov, A. Marshakov and A. Yung, Non-Abelian vortices in N = 1* gauge
theory, Nucl. Phys. B 709, 267 (2005) [arXiv:hep-th/0408235].
[67] F. Ferrari, Large N and double scaling limits in two dimensions, JHEP 0205
044 (2002) [arXiv:hep-th/0202002].
[68] F. Ferrari, Non-supersymmetric cousins of supersymmetric gauge theories:
quantum space of parameters and double scaling limits, Phys. Lett. B496 212
(2000) [arXiv:hep-th/0003142]; A model for gauge theories with Higgs fields,
JHEP 0106, 057 (2001) [arXiv:hep-th/0102041].
[69] P. A. Bolokhov, M. Shifman and A. Yung, Large-𝑁 Solution of the Heterotic
CP(𝑁 − 1) Model with Twisted Masses, Phys. Rev. D 82, no. 2, 025011 (2010)
Erratum: [Phys. Rev. D 89, no. 2, 029904 (2014)] [arXiv:1001.1757 [hep-th]].
[70] V. Novikov, M. Shifman, A. Vainshtein and V. Zakharov, Two-dimensional
sigma models: Modelling non-perturbative effects in quantum chromodynamics,
Physics Reports 116, 6, 103 (1984)
[71] T. Appelquist and J. Carazzone, Infrared Singularities and Massive Fields,
Phys. Rev. D 11, 2856 (1975).
214
[72] E. Ievlev, Эффективные теории на неабелевой струне в суперсимметричных калибровочных теориях: выпускная квалификационная работа – Saint
Petersburg State University, 2020.
[73] M. Shifman and A. Yung, Critical Non-Abelian Vortex in Four Dimensions and
Little String Theory, Phys. Rev. D 96, no. 4, 046009 (2017) [arXiv:1704.00825
[hep-th]].
[74] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Duality and Confinement in 𝒩 = 2
Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 79, 125012 (2009) [arXiv:0904.1035 [hepth]].
[75] A. Neitzke and C. Vafa, Topological strings and their physical applications,
arXiv:hep-th/0410178.
[76] P. Candelas and X. C. de la Ossa, Comments on conifolds, Nucl. Phys. B342,
246 (1990).
[77] K. Ohta and T. Yokono, Deformation of Conifold and Intersecting Branes,
JHEP 0002, 023 (2000) [hep-th/9912266].
[78] I. R. Klebanov and M. J. Strassler, Supergravity and a Confining Gauge Theory:
Duality Cascades and 𝑐ℎ𝑖SB-Resolution of Naked Singularities, JHEP 0008,
052 (2000) [hep-th/0007191].
[79] J. Louis, Generalized Calabi-Yau compactifications with D-branes and fluxes,
Fortsch. Phys. 53, 770 (2005).
[80] G. Veneziano and S. Yankielowicz, An Effective Lagrangian For The Pure N=1
Supersymmetric Yang-Mills Theory, Phys. Lett. B 113, 231 (1982).
[81] P. C. Argyres and M. R. Douglas, New Phenomena in SU(3) Supersymmetric
Gauge Theory Nucl. Phys. B448, 93 (1995) [arXiv:hep-th/9505062].
P. C. Argyres, M. R. Plesser, N. Seiberg, and E. Witten, New N=2
Superconformal Field Theories in Four Dimensions Nucl. Phys. B461, 71
(1996) [arXiv:hep-th/9511154].
[82] M. Shifman, A. Vainshtein and R. Zwicky, Central charge anomalies in 2-D
sigma models with twisted mass, J. Phys. A 39, 13005 (2006) [hep-th/0602004].
[83] M. Shifman, Supersymmetric Solitons and Topology, in Topology and Geometry
in Physics, Eds. E. Bick and F.D. Steffen (Springer-Verlag, Berlin, 2005), p. 237.
215
[84] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Confinement in N=2 Supersymmetric
QCD: Duality and Kinks on Confining Strings, Phys. Rev. D 81, 085009 (2010)
[arXiv:1002.0322 [hep-th]].
[85] V. A. Fateev, I. V. Frolov and A. S. Schwarz, Quantum Fluctuations Of
Instantons In Two-Dimensional Nonlinear Theories, Sov. J. Nucl. Phys. 30,
590 (1979) [Yad. Fiz. 30, 1134 (1979)]; Nucl. Phys. B 154 (1979) 1. See also in
A. Polyakov, Gauge Fields and Strings (Harwood Press, 1987).
[86] K. Hori and C. Vafa, Mirror symmetry, [arXiv:hep-th/0002222].
[87] F. Ferrari and A. Bilal, The Strong coupling spectrum of the Seiberg-Witten
theory, Nucl. Phys. B 469, 387 (1996) [hep-th/9602082].
[88] P. Argyres, M. R. Plesser and A. Shapere, The Coulomb Phase of 𝒩 = 2
Supersymmetric QCD Phys. Rev. Lett. 75, 1699 (1995) [hep-th/9505100].
[89] P. Argyres, M. Plesser and N. Seiberg, The Moduli Space of 𝒩 = 2 SUSY
QCD and Duality in 𝒩 = 1 SUSY QCD, Nucl. Phys. B471, 159 (1996) [hepth/9603042].
[90] E. Gerchkovitz and A. Karasik, New Vortex String World-sheet Theories from
Super-Symmetric Localization, JHEP 03, 090 (2019) [arXiv:1711.03561 [hepth]].
[91] J. Song, 4d/2d correspondence: instantons and W-algebras, https://thesis.
library.caltech.edu/7103/. PhD thesis.
[92] Y. Tachikawa, N=2 supersymmetric dynamics for pedestrians, Lect. Notes
Phys. 890 (2014) [arXiv:1312.2684 [hep-th]].
[93] M. Shifman and A. Yung, Hadrons of 𝒩 = 2 Supersymmetric QCD in Four
Dimensions from Little String Theory, Phys. Rev. D 98, no. 8, 085013 (2018)
[arXiv:1805.10989 [hep-th]].
[94] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Duality and Confinement in N=2
Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 79, 125012 (2009) [arXiv:0904.1035 [hepth]].
[95] M. Shifman and A. Yung, r Duality and ’Instead-of-Confinement’ Mechanism in
N=1 Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 86, 025001 (2012) [arXiv:1204.4165
[hep-th]].
216
[96] Michael E. Peskin, Daniel V. Schroeder, An Introduction To Quantum Field
Theory, (Perseus Books, Massachusetts, 1995).
[97] C. Itzykson and J. B. Zuber, Quantum Field Theory, (Mcgraw-hill, New York,
1980)
[98] K. Chandrasekharan, Elliptic Functions, (Springer-Verlag, Berlin, 1985).
SAINT PETERSBURG STATE UNIVERSITY
PETERSBURG NUCLEAR PHYSICS INSTITUTE
NAMED BY B.P. KONSTANTINOV OF NATIONAL RESEARCH CENTRE
KURCHATOV INSTITUTE
Manuscript copyright
Ievlev Evgenii Albertovich
Dynamics of non-Abelian strings
in supersymmetric gauge theories
Specialisation 01.04.02 — Theoretical physics
Dissertation is submitted for the degree
of Candidate of Physical and Mathematical Sciences
Translation from Russian
Thesis supervisor:
Alexei Viktorovich Yung
Doctor in Physical and Mathematical Sciences
Saint Petersburg
2020
218
Contents
Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
222
Chapter 1 Review of non-Abelian strings in 𝒩 = 2 supersymmetric
QCD
232
1.1 Four-dimensional 𝒩 = 2 SQCD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 232
1.2 World-sheet sigma model . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 235
1.3 2D-4D correspondence . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 237
Chapter 2 Non-Abelian strings in 𝒩 = 1 supersymmetric QCD
239
2.1 Outline . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 239
2.2 𝜇-deformed 𝒩 = 2 supersymmetric QCD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 241
2.3 Non-Abelian strings . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 246
2.3.1 Equations of motion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 246
2.3.2 String profile functions . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 248
2.3.3 Non-equal quark masses . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 251
2.4 World sheet effective theory . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 253
2.4.1 CP(𝑁 − 1) model on the string world sheet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 253
2.4.2 World-sheet potential at large 𝜇 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 256
2.4.3 Mass spectrum on the string . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 259
2.5 Fermion zero modes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 260
2.5.1 Superorientational modes in 𝒩 = 2 limit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 261
2.5.2 Small 𝜇 expansion for fermion orientational zero modes . . . . . . 263
2.5.3 Lifted fermion orientational modes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 267
2.5.4 Effective action in the orientational sector . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 268
2.5.5 Supertranslational zero modes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 268
2.6 Physics of the world sheet theory and confined monopoles . . . . . . . 270
Chapter 3 𝒩 = 1 supersymmetric QCD: investigating the semilocal string
274
3.1 Theoretical setup . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 275
3.1.1 Bulk theory. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 275
3.1.2 Mass spectrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 278
3.2 Semilocal non-Abelian vortices . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 280
3.2.1 BPS semilocal non-Abelian string . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 280
3.2.2 Deformed world-sheet theory. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 282
219
3.3 Summary of results . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 284
Chapter 4 Large 𝑁 solution of the worldsheet theory
287
4.1 Review of CP(𝑁 − 1) sigma models . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 288
4.1.1 Non-supersymmetric model . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 288
4.1.2 𝒩 = (2, 2) model . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 290
4.1.3 𝜇-Deformed CP(𝑁 − 1) model . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 292
4.2 One loop effective potential. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 296
4.2.1 Derivation of the effective potential . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 296
4.2.2 Vacuum equations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 299
4.3 Strong coupling regime . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 300
4.3.1 Equal mass case, small deformations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 301
4.3.2 Effective action . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 305
4.3.3 Second order phase transition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 312
4.3.4 Large deformations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 314
4.3.5 Split mass case . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 316
4.4 Higgs regime . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 316
4.4.1 Quasivacua . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 318
4.4.2 Strong - Higgs phase transition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 322
4.5 Phase diagram of the worldsheet theory . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 325
Chapter 5 String “baryon” of the 𝒩 = 2 supersymmetric QCD
328
5.1 Overview . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 328
5.2 Massless 4D baryon from string theory . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 331
5.3 Kink mass from the exact superpotential . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 334
5.3.1 Exact central charge . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 334
5.3.2 CP(1) limit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 337
5.4 Weak coupling spectrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 339
5.5 Mirror description and the strong coupling spectrum. . . . . . . . . . . . . . 340
5.5.1 Mirror superpotential . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 341
5.5.2 Kinks at intermediate 𝛽 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 342
5.5.3 Kinks near the origin 𝛽 = 0 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 345
5.6 Curves of marginal stability . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 347
5.6.1 Primary curves in the 𝛽 plane . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 348
5.7 Instead-of-confinement phase . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 350
5.8 Stringy baryon from field theory . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 351
5.9 Detailing the 2D-4D correspondence . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 354
5.9.1 Relation between the couplings . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 354
220
5.9.2 Dualities . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 358
5.10 Discussion. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 360
Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 363
Appendix A Useful formulas in two spacetime dimensions
366
Appendix B Solution of the Dirac equation for superorientational
modes
369
Appendix C Coefficients of the effective action of the CP(𝑁 −1) model372
C.1 Brief overview . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 372
C.2 Fermionic loops . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 373
C.2.1 Photon kinetic term . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 374
C.2.2 Re 𝜎 kinetic term . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 377
C.2.3 Im 𝜎 kinetic term . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 380
C.2.4 𝐴𝜇 − Im 𝜎 mixing . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 381
C.2.5 Would-be 𝐴𝜇 − Re 𝜎 mixing . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 384
C.3 Bosonic loops . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 385
C.3.1 Preliminaries . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 385
C.3.2 Photon kinetic term . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 386
C.3.3 Re 𝜎 kinetic term . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 389
C.3.4 Im 𝜎 kinetic term . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 390
C.3.5 Would-be mixings . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 390
C.4 Final result . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 390
Appendix D Photon propagator in two spacetime dimensions
391
D.1 Photon propagator in the generalized gauge . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 391
D.2 Photon masses . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 392
D.3 Our model . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 393
Appendix E Modular functions
395
E.1 𝜃 functions . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 395
E.2 The ℎ function . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 396
E.3 The 𝜆 function . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 397
Appendix F More on the central charge of the WCP(2, 2) model
398
F.1 Secondary curves . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 398
F.1.1 “Extra” kink decays . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 398
F.1.2 Decay of strong coupling tower of higher winding states . . . . . 401
221
F.2 Central charge windings at strong coupling . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 402
F.2.1 Winding along 𝜃2𝑑 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 402
F.2.2 From positive to negative 𝛽 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 403
Appendix G More on self-dual couplings
405
References . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 407
222
Introduction
Understanding confinement phenomenon is one of the major unsolved problems
in modern theoretical physics. This phenomenon is a feature of strongly interacting
particles, and the underlying mechanism is still undetermined.
Quantum chromodynamics (QCD) is a well-established theory of strong interactions. Confinement of quarks and gluons, or color confinement, is a low energy
effect, but at low energies QCD is in the strong coupling regime. This circumstance
is a serious obstruction to a detailed theoretical study of the confinement phenomenon from the point of view of the QCD itself. However, one of the promising
approaches that can nevertheless help us to understand strong coupling phenomena
is consideration of supersymmetric cousins of QCD.
In the seminal works of Seiberg and Witten [1, 2] it was shown that in theories
with 𝒩 = 2 supersymmetry it is possible to observe monopole condensation. This
is a realization of the so-called dual Meißner effect suggested by ’t Hooft and Mandelstam [3, 4]. The effect is that when magnetic charges condense, the electric field
between two probes is compressed in a thin tube, which results in a linear potential between the electric charges. However, confinement in this model is inherently
Abelian.
Non-Abelian flux tubes (strings) were discovered in 𝒩 = 2 supersymmetric quantum chromodynamics (SQCD) with the gauge group U(𝑁 ) and 𝑁𝑓 = 𝑁 flavors of
quark hypermultiplets [5, 6, 7, 8] (see also [9, 10, 11, 12] for a review). When the
theory under consideration is in the Higgs phase with respect to the scalar quarks
(i.e. in the so-called quark vacuum), non-Abelian strings are formed. They lead
to the confinement of monopoles at weak coupling, and to the so-called “instead-ofconfinement” phase at strong coupling, see [13] for a review. Thus, it is a non-Abelian
generalization of the Seiberg-Witten mechanism [1, 2].
Apart from usual translational zero modes that are characteristic of Abrikosov-
223
Nielsen-Olesen (ANO) vortices [14], the non-Abelian strings possess also orientational zero modes. Dynamically these new modes can be described by an 𝒩 = (2, 2)
supersymmetric sigma model with CP(𝑁 −1) target space. Of course, the coordinate
space of this model is the two-dimensional string world sheet [5, 6, 7, 8].
Since the bulk SQCD is in the Higgs phase for scalar quarks monopoles are
confined by non-Abelian strings. However, the monopoles cannot be attached to the
string endpoints. In fact, in the U(𝑁 ) theories confined monopoles are junctions of
two distinct elementary non-Abelian strings. From the point of view of CP(𝑁 −
1) model living on the string world sheet confined monopoles are seen as kinks
interpolating between different vacua of CP(𝑁 − 1) model [7, 8, 15] (see [11] for a
review).
The aim of this work is to generalize these constructions to the theories with less
supersymmetry, and also to deepen the understanding of the non-Abelian string in
the 𝒩 = 2 theory. We start with the first of these goals.
The 𝒩 = 2 supersymmetric quantum chromodynamics is a nice theoretical
laboratory to study non-perturbative non-Abelian dynamics. However, since we wish
to learn more about the “real world”, we are interested in studying more realistic
theories. 𝒩 = 1 supersymmetric QCD is one of the most promising examples.
Much in the same way as the real world QCD it has no adjoint scalars and no
Abelianization of the theory can occurs due to their condensation.
A lot of work has been done to generalize the construction of non-Abelian strings
to QCD-like theories with less supersymmetry, in particular to 𝒩 = 1 SQCD [16,
17, 18, 19] see [11] for a review. The author of this thesis also had a hand in
these developments, see [19, 20, 21, 22]. One promising approach is to deform
𝒩 = 2 SQCD by the mass 𝜇 of the adjoint matter (one then obtains the socalled 𝜇-deformed SQCD) and study what happen to non-Abelian strings upon this
deformation. This deformation breaks 𝒩 = 2 supersymmetry. In the limit 𝜇 → ∞
the adjoint matter decouples and the theory flows to 𝒩 = 1 QCD.
We started this journey in Chapter 2 from the simplest case when the number
of flavors of quark hypermultiplets is the same as the number of colors, 𝑁𝑓 = 𝑁 .
The 𝜇-deformed 𝒩 = 2 SQCD equipped with the Fayet-Iliopoulos (FI) 𝐷-term was
already considered in the literature [16, 17, 18, 23, 24, 25]. In this case, the solitonic
vortex string saturates the Bogomol’nyi–Prasad–Sommerfield (BPS) bound, which
224
simplifies the analysis. However, in the large 𝜇 limit this theory does not flow to
the 𝒩 = 1 SQCD.
Here we take a different route and consider the 𝜇-deformation of 𝒩 = 2 QCD
without a FI term in a quark vacuum. It is more “realistic” theory, since there is
no FI term in the 𝒩 = 1 supersymmetric QCD. And indeed, in the large 𝜇 limit
this deformed theory flows to the 𝒩 = 1 SQCD. The squark condensate here is
√
triggered by 𝜇𝑚, were 𝑚 is a quark mass. This makes the non-Abelian strings to
loose their BPS saturation property. This makes it a lot harder to investigate such
solitons, but still it can be done.
The question of the crucial physical importance is whether monopoles survive
the limit of large 𝜇 when the the bulk theory flows to 𝒩 = 1 QCD. From a quasiclassical point of view, the very existence of ’t Hooft-Polyakov monopoles relies on the
presence of adjoint scalars which develop vacuum expectation values (VEV). These
adjoint scalar VEVs make possible such solitonic solutions of classical equations of
motion. The adjoint fields are also essential in the Seiberg-Witten picture, where the
adjoint field VEV leads to formation of monopoles, which in turn condense and are
responsible for confinement. At large 𝜇 adjoint fields become heavy and decouple in
our bulk theory, and their VEVs go to zero. So, quasiclassically we do not expect
monopoles to survive.
In the large 𝜇 limit we managed to derive the effective theory on the string
world sheet. Translational sector again trivial, but something happens with the
orientational modes of the string. Turns out, that while the bosonic sector of this
theory is still given by the CP(𝑁 − 1) model, the fermionic sector completely decouples. This happens because the string superorientational fermionic zero modes
acquire mass and become lifted. This ensures that the world sheet theory is in the
Coulomb/confinement phase, at least at large 𝑁 , see [26]. Moreover, quark mass
differences induce a potential in the effective theory, which effectively destroys the
monopoles. Therefore, in order for monopoles to survive, the bulk quarks must have
equal masses.
These results show that non-Abelian strings and confined monopoles of the 𝜇deformed 𝒩 = 2 SQCD can survive the large 𝜇 limit when the bulk theory flows
to the 𝒩 = 1 SQCD, which is an important and somewhat unexpected result. It
serves as an evidence for a physically important conclusion made previously (see e.g.
225
[13] for a review) that the “instead-of-confinement” phase survives the large 𝜇 limit
in the quark vacuum of deformed SQCD.
Next, we move on and consider the case 𝑁𝑓 > 𝑁 in Chapter 3. Here, the
non-Abelian string acquires new size moduli and turns into the so-called semilocal
string. We study the fate of the semilocal string in the 𝜇-deformed SQCD. As could
be anticipated, we find that the solitonic vortex under consideration is again no
longer BPS saturated. The world sheet theory is no longer supersymmetric.
Somewhat surprising is the fact, that the “semilocality” of the string is also lost.
The string size moduli acquire a potential and become heavy, which makes the string
to shrink and become “local”. In the large 𝜇 limit the world sheet theory becomes
exactly the same as in the 𝑁𝑓 = 𝑁 case. And again, the presence of monopoles
connected to non-Abelian string supports the “instead-of-confinement” picture.
Next logical step on this road is a closeup consideration of the world sheet effective
theory. This is done in Chapter 4 by means of the 1/𝑁 expansion. Large 𝑁
approximation was first used by Witten to solve both non-supersymmetric and 𝒩 =
(2, 2) supersymmetric two-dimensional CP(𝑁 − 1) models [26].
Here we use the large 𝑁 approximation to study a phase structure of the world
sheet theory on the non-Abelian string in 𝜇-deformed SQCD with respect to the
deformation parameter 𝜇 and quark mass differences Δ𝑚. We find a rich phase
structure which includes two strong coupling phases and two Higgs phases.
The 𝒩 = (2, 2) theory has a family of degenerate vacua, which correspond to
different non-Abelian strings in the bulk. It turns out that if we start from small 𝜇
and go on to increase the deformation parameter, the world sheet theory inevitably
goes through one or more phase transitions.
At large Δ𝑚 the former degenerate vacua split and become quasivacua, which
eventually disappear when the deformation parameter 𝜇 is sufficiently large. On the
contrary, when we set Δ𝑚 to zero, the splitting quasivacua do not disappear. Even
in the large 𝜇 limit the theory still has 𝑁 quasivacua corresponding to non-Abelian
strings with different tensions. The kinks interpolating between these vacua survive.
This allows us to conclude that the confined monopoles survive the 𝜇-deformation
if the quark masses are equal to each other. Thus we confirm the results obtained
from the bulk SQCD. This also serves as a consistency check of our approach.
The second goal pursued in this work is a better understanding of non-Abelian
226
strings in the 𝒩 = 2 case [27].
Consider the 𝒩 = 2 SQCD with the U(𝑁 = 2) gauge group, 𝑁𝑓 = 4 flavors of
quarks and a Fayet-Iliopoulos 𝐷-term [28]. It was discovered earlier in [29] that the
non-Abelian semilocal string in this theory is very special. In the bulk, the gauge
coupling renormalization exactly cancels, and the 𝛽-function is zero. The world
sheet theory turns out to be both superconformal and critical.
From the analysis of the non-Abelian vortex, a “thin string” hypothesis was put
forward [29]. Basically it states that in the strong coupling limit, the vortex string
transverse size goes to zero, and the string can be treated as the critical superstring.
This allows one to apply the advanced machinery of string theory to calculating e.g.
the spectrum of states in this theory. The vortex string at hand was identified as
the string theory of Type IIA [30].
Hadrons of the 𝒩 = 2 SQCD are pictured as closed string states1 . In particular,
in [30, 31] a massless hypermultiplet was found, which was identified with a baryon
of the four dimensional 𝒩 = 2 SQCD. It was called the 𝑏-baryon.
In view of these stringy results, we would like to test and explain them from the
field theory point of view. In the present work we do just that, see Chapter 5. In
order to do that we exploit the so-called 2D-4D correspondence, i.e. the coincidence
of BPS spectra in four-dimensional (4D) 𝒩 = 2 SQCD and in the string worldsheet theory [7, 8, 32]. This allows us to essentially study only the two dimensional
effective theory and then translate the results into the four dimensional language.
We explore the BPS protected sector of the world-sheet WCP(2, 2) model, starting from the weak coupling regime where we can compare with quasiclassical results.
After we’ve established firm ground there, we progress into the strong coupling regime. We confirm that the theory enters the so-called “instead-of-confinement” phase
found earlier, see [13] for a review. This phase is qualitatively similar to the conventional QCD confinement: the quarks and gauge bosons screened at weak coupling, at
strong coupling evolve into monopole-antimonopole pairs confined by non-Abelian
strings. They form mesons and baryons.
At very strong coupling a new short BPS massless hypermultiplet arises, which
1
There are no open strings in our theory since the non-Abelian string cannot end on a monopole. Instead, the
monopole always is a junction of two vortices. This is a fortunate circumstance; otherwise, we would have 𝒩 = 1
supersymmetry in four dimensions instead of 𝒩 = 2 .
227
turns out to be the 𝑏-baryon found earlier from the string theory picture. In this
way we demonstrate that the massless “baryon” state which had been previously
observed using string theory arguments [30] is seen in the field-theoretical approach
too. We believe this is the first example of this type.
These results also serve as another confirmation of the “thin string hypothesis”
mentioned above. Treatment of the solitonic vortex as a critical superstring appears
to be consistent. Thus, on this strong coupling voyage, we seem to have pretty good
paddles to travel.
The statements and results put forward for defense
The statements and results are:
1. It is shown that non-Abelian strings and confined monopoles of the 𝜇-deformed
𝒩 = 2 SQCD can survive the large 𝜇 limit when the bulk theory flows to the
𝒩 = 1 SQCD. They survive if the SQCD quarks have equal masses.
2. It is shown that the low energy effective theory on the world sheet of the
non-Abelian string in the 𝒩 = 1 SQCD with the U(𝑁 ) gauge group and
𝑁𝑓 = 𝑁 quark hypermultiplets is the non-supersymmetric sigma model with
the CP(𝑁 − 1) target space in the orientational sector. The translational
sector is trivial and decoupled.
3. It is shown that the semilocal string of the 𝜇-deformed 𝒩 = 2 SQCD with
𝑁 < 𝑁𝑓 < 2𝑁 degenerates in the large 𝜇 limit when the bulk theory flows to
the 𝒩 = 1 SQCD. Namely, the size moduli develop a potential and decouple,
while the semilocal string becomes a local one. The world sheet theory in this
limit is the same as in the 𝑁𝑓 = 𝑁 case.
4. The low energy effective theory on the world sheet of the non-Abelian string
in the theory interpolating from 𝒩 = 2 to 𝒩 = 1 SQCD is solved to the
leading order in the large 𝑁 approximation. The solution of this world sheet
model confirms the results derived from the bulk theory, namely, that the nonAbelian strings and confined monopoles survive in the limit of equal quark
masses. Moreover, the phase diagram of the world sheet model is obtained.
228
5. The massless 𝑏-baryon hypermultiplet of the 𝒩 = 2 SQCD with the U(2)
gauge group and 𝑁𝑓 = 4 flavors of quark hypermultiplets, derived previously
using the string theory approach, is found here by pure field theory methods.
This is yet another confirmation of the “thin string” hypothesis for the nonAbelian string in this theory.
6. The “instead-of-confinement” mechanism is demonstrated explicitly in the
𝒩 = 2 SQCD with the U(2) gauge group and 𝑁𝑓 = 4 flavors of quark hypermultiplets. It is shown that, after a wall-crossing, the screened quarks
and gauge bosons of weak coupling are replaced by the confined monopoleantimonopole pairs of strong coupling.
Thesis structure
The thesis consists of Introduction, five Chapters, Conclusion, seven Appendices
and a list of references. The thesis contains 199 pages, 29 figures. The list of
references includes 98 items.
∙ In Introduction we describe the general idea of this thesis. Also, the main
statements to defend are formulated, and the approbation of this research is
discussed.
∙ In Chapter 1 we review the necessary background on non-Abelian string in
supersymmetric gauge theories.
∙ In Chapter 2 we consider the 𝜇-deformed 𝒩 = 2 SQCD with the number
of colors equal to the number of flavors, 𝑁𝑓 = 𝑁 . We focus on the large 𝜇
limit, when the theory flows to the 𝒩 = 1 SQCD. We investigate the fate of
the non-Abelian strings and confined monopoles in this limit.
∙ In Chapter 3 we generalize the construction of Chapter 2 and move on to
the 𝑁𝑓 > 𝑁 case. We investigate what happens to the semilocal non-Abelian
strings in the 𝒩 = 1 limit.
∙ Chapter 4 presents the study of the low energy effective theory on the nonAbelian string of SQCD that interpolates between 𝒩 = 2 and 𝒩 = 1 super-
229
symmetry. We focus on the 𝑁𝑓 = 𝑁 case. Using the large 𝑁 expansion, we
solve the world sheet theory and obtain a phase diagram of the model.
∙ In Chapter 5 we move in another direction and consider again the 𝒩 = 2
bulk theory, that is 𝒩 = 2 SQCD with the U(2) gauge group and 𝑁𝑓 = 4
quark hypermultiplets. In this case, the world sheet theory is superconformal.
We find there a massless state corresponding to the 𝑏-baryon found previously
by using string theory methods. We also study the “instead-of-confinement”
mechanism in action.
∙ Conclusion presents the main results of this work and outlines possible future
directions.
∙ Quite extensive Appendices contain useful information and additional results. They explain and complement some of the material presented in the
core of this thesis, while at the same time not obstructing reading of the main
text.
Personal contribution of the author
All of the main findings submitted for defense were obtained personally by the
applicant or in work of joint authorship.
Approbation of the research
The findings of the investigation were reported and discussed at the following
conferences:
1. 2015 09-12 November, SPbSU: International Student Conference "Science and
Progress"
2. 2016 29 February - 05 March, Roschino, Russia: 50th PNPI Winter School
3. 2016 17-21 October, SPbSU: International Student Conference "Science and
Progress"
4. 2018 27 May - 2 June, Valday, Russia: XXth International Seminar on High
Energy Physics "Quarks-2018"
230
5. 2018 14-23 June, Erice, Italy: 56th Course of the International School of
Subnuclear Physics "From gravitational waves to QED, QFD and QCD"
6. 2018 27-31 August, SPbSU: VI International Conference "Models in Quantum
Field Theory"
7. 2019 2-7 March, Roschino, Leningrad Oblast, Russia: 53th PNPI Winter
School
8. 2019 21-30 June, Erice, Italy: 57th Course of the International School of
Subnuclear Physics on "In Search for the Unexpected"
9. 2020 10-15 March, Roschino, Leningrad Oblast, Russia: 54th PNPI Winter
School
10. 2020 13-24 July, online: "QFT and Geometry Summer School"
11. 2020 24-28 August, online: "Hamilton School on Mathematical Physics"
12. 2020 9-13 November, online: "The XXIV International Scientific Conference
of Young Scientists and Specialists"
13. 2020 16-20 November, online: International Conference "YITP workshop
Strings and Fields"
In addition, the results were reported and discussed at the meetings of the Theory Division of the NRC Kurchatov Institute — PNPI and at the meetings of the
High Energy and Elementary Particles Physics Department Department of Saint
Petersburg State University.
The results obtained within this study were published in 5 articles (and are
included in the RSCI, Web of Science and Scopus databases):
1. E. Ievlev, A. Yung, Non-Abelian strings in N=1 supersymmetric QCD, Phys.
Rev. D 95, 125004 (2017)
2. E. Ievlev, A. Yung, What Becomes of Semilocal non-Abelian strings in N=1
supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 98, 094033 (2018)
231
3. E. Ievlev, A. Yung, Non-Abelian strings in N=1 supersymmetric QCD (Conference Paper), EPJ Web of Conferences 191, 06003 (2018)
4. A. Gorsky, E. Ievlev, A. Yung, Dynamics of non-Abelian strings in the theory
interpolating from N=2 to N=1 supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 101,
014013 (2020)
5. E. Ievlev, M. Shifman, A. Yung, String Baryon in Four-Dimensional N=2
Supersymmetric QCD from the 2D-4D Correspondence, Phys. Rev. D 102,
054026 (2020)
Acknowledgments
The author would like to express his deepest gratitude to his advisor Dr. Alexei
Viktorovich Yung for his patience, friendly attitude and support. Over the years he
guided me towards understanding modern theoretical physics and shared countless
ideas. The applicant would also like to thank his article co-authors, Mikhail Arkadyevich Shifman and Aleksandr Sergeevich Gorsky, without whom this work would
also have been hardly possible.
This work was supported by the Foundation for the Advancement of Theoretical
Physics and Mathematics “BASIS” according to the research project No. 19-1-5106-1 “PhD Student”, and by the Russian Foundation for Basic Research (RFBR)
according to the research projects No. 18-32-00015 (for young scientists) and No. 1802-00048. The author wishes that RFBR would continue to support small research
groups and ambitious young scientists.
The applicant appreciates the hospitality of Saint Petersburg State University
and NRC Kurchatov Institute — Petersburg Nuclear Physics Institute, where this
work was carried out. The applicant also thanks the members of the PNPI Theory
Division and SPbSU High Energy and Elementary Particles Physics Department,
who participated in discussions of the results presented here.
232
CHAPTER 1
Review of non-Abelian strings in 𝒩 = 2
supersymmetric QCD
This Chapter complements the Introduction. It presents a more detailed background on the subject of the non-Abelian strings.
1.1
Four-dimensional 𝒩 = 2 SQCD
Non-Abelian vortex strings were first found in 4D 𝒩 = 2 SQCD with the gauge
group U(𝑁 ) and 𝑁𝑓 ≥ 𝑁 quark flavors [5, 6, 7, 8], see [9, 10, 11, 12] for review. In
particular, the matter sector of the U(𝑁 ) theory contains 𝑁𝑓 quark hypermultiplets
each consisting of the complex scalar fields 𝑞 𝑘𝐴 and 𝑞̃︀𝐴𝑘 (squarks) and their fermion
superpartners – all in the fundamental representation of the SU(𝑁 ) gauge group.
Here 𝑘 = 1, ..., 𝑁 is the color index while 𝐴 is the flavor index, 𝐴 = 1, ..., 𝑁𝑓 .
We also introduce quark masses 𝑚𝐴 .In addition, we introduce the Fayet–Iliopoulos
parameter 𝜉 corresponding to the 𝐷-term in the U(1) factor of the gauge group. It
does not break 𝒩 = 2 supersymmetry.
At weak coupling, 𝑔 2 ≪ 1 (here 𝑔 2 is the SU(𝑁 ) gauge coupling), this theory
is in the Higgs regime in which squarks develop vacuum expectation values. The
squark VEV’s are
⎛
⎞
1 ... 0 0 ... 0
√︀ ⎜
⎟
⎟,
⟨𝑞 ⟩ =
𝜉⎜
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
⎝
⎠
0 ... 1 0 ... 0
𝑘𝐴
𝑘 = 1, ..., 𝑁 ,
𝐴 = 1, ..., 𝑁𝑓 ,
𝑘𝐴
⟨¯𝑞̃︀ ⟩ = 0,
(1.1.1)
where the squark fields are presented as matrices in the color (𝑘) and flavor (𝐴)
indices (the small Latin letters mark the lines in this matrix while capital letters
233
mark the rows).
These VEVs break the U(𝑁 ) gauge group. As a result, all gauge bosons are
Higgsed. The Higgsed gauge bosons combine with the screened quarks to form long
𝒩 = 2 multiplets, with the mass
√︀
𝑚𝐺 ∼ 𝑔 𝜉 .
(1.1.2)
In addition to the U(𝑁 ) gauge symmetry, the squark condensate (1.1.1) breaks
also the flavor SU(𝑁𝑓 ) symmetry. If the quark masses vanish, a diagonal global
SU(𝑁 ) combining the gauge SU(𝑁 ) and an SU(𝑁 ) subgroup of the flavor SU(𝑁𝑓 )
group survives, however. This is a well known phenomenon of color-flavor locking.
Thus, the unbroken global symmetry of our 4D SQCD is
̃︀ ) × U(1)𝐵 .
SU(𝑁 )𝐶+𝐹 × SU(𝑁
(1.1.3)
Above,
̃︀ = 𝑁𝑓 − 𝑁 .
𝑁
̃︀ quarks with the flavor indices 𝐴 = 𝑁 +
This U(1) in (1.1.3) is associated with 𝑁
1, 𝑁 + 2, ..., 𝑁𝐹 , see [11] for more details. More exactly, our U(1)𝐵 is an unbroken
(by the squark VEVs) combination of two U(1) symmetries: the first is a subgroup
of the flavor SU(𝑁𝑓 ) and the second is the global U(1) subgroup of U(𝑁 ) gauge
symmetry.
The unbroken global U(1)𝐵 factor in Eq. (1.1.3) is identified with a “baryonic”
symmetry. Note that what is usually identified as the baryonic U(1) charge is a part
of our 4D SQCD gauge group.
The 4D theory has a Higgs branch ℋ formed by massless quarks which are in the
bifundamental representation of the global group (1.1.3) and carry baryonic charge,
see [30] for more details. The dimension of this branch is
̃︀ .
dim ℋ = 4𝑁 𝑁
(1.1.4)
This perturbative Higgs branch is an exact property of the theory and can be continued all the way to strong coupling.
As was already noted, we consider 𝒩 = 2 SQCD in the Higgs phase: 𝑁 squarks
condense. Therefore, the non-Abelian vortex strings at hand confine monopoles. In
234
1
1
2
2
2
1
1
2
(a)
(b)
Figure 1.1: Examples of the monopole “necklaces”: (a) mesonic; (b) baryonic. 1,2 refer to two
types of strings corresponding to two vacua on the string world sheet. The shaded circles are
antimonopoles. The two types of kinks are the 𝑛𝑃 -kinks and 𝜌𝐾 -kinks.
the 𝒩 = 2 4D bulk theory the above strings are 1/2 BPS-saturated; hence, their
tension is determined exactly by the FI parameter,
𝑇 = 2𝜋𝜉 .
(1.1.5)
However, the monopoles cannot be attached to the string endpoints because in
U(𝑁 ) theories strings are topologically stable. In fact, in the U(𝑁 ) theories confined
monopoles are junctions of two distinct elementary non-Abelian strings [7, 8, 33] (see
[11] for a review). As a result, in 4D 𝒩 = 2 SQCD we have monopole-antimonopole
mesons in which monopole and antimonopole are connected by two confining strings,
see Fig. 1.1a. In addition, in the U(𝑁 ) gauge theory we can have baryons appearing
as a closed “necklace” configurations of 𝑁 ×(integer) monopoles [11]. For the U(2)
gauge group the important example of a baryon consists of four monopoles as shown
in Fig. 1.1b.
Both stringy monopole-antimonopole mesons and monopole baryons with spins
√
𝐽 ∼ 1 have masses determined by the string tension, ∼ 𝜉 and are heavier at weak
√
coupling 𝑔 2 ≪ 1 than perturbative states with masses 𝑚𝐺 ∼ 𝑔 𝜉. Thus they can
decay into perturbative states 1 and in fact at weak coupling we do not expect them
to appear as stable states.
Only in the strong coupling domain 𝑔 2 ∼ 1 we can expect that (at least some
1
Their quantum numbers with respect to the global group (1.1.3) allow these decays, see [11].
235
of) stringy mesons and baryons shown in Fig. 1.1 become stable.
1.2
World-sheet sigma model
The presence of the color-flavor locked group SU(𝑁 )𝐶+𝐹 is the reason for the
formation of the non-Abelian vortex strings [5, 6, 7, 8]. The most important feature
of these vortices is the presence of the orientational zero modes. As was already
mentioned, in 𝒩 = 2 SQCD these strings are 1/2 BPS saturated.
Let us briefly review the model emerging on the world sheet of the non-Abelian
string [11].
The translational moduli fields are described by the Nambu–Goto action 2 and
decouple from all other moduli. Below we focus on internal moduli.
If 𝑁𝑓 = 𝑁 the dynamics of the orientational zero modes of the non-Abelian
vortex, which become orientational moduli fields on the world sheet, are described
by two-dimensional (2D) 𝒩 = (2, 2) supersymmetric CP(𝑁 − 1) model.
If one adds additional quark flavors, non-Abelian vortices become semilocal –
they acquire size moduli [34]. For the non-Abelian semilocal vortex in U(𝑁 ) 𝒩 = 2
SQCD with 𝑁𝑓 flavors, in addition to the complex orientational moduli 𝑛𝑃 (here
𝑃 = 1, .., 𝑁 ), we must add the size moduli 𝜌𝐾 (where 𝐾 = 𝑁 + 1, .., 𝑁𝑓 ), see
[5, 8, 34, 35, 36, 37]. The size moduli are also complex.
The effective theory on the string world sheet is a two-dimensional 𝒩 = (2, 2)
˜ ) 3 [29, 30, 31]. This
weighted CP(𝑁 −1) sigma model, which we denote WCP(𝑁, 𝑁
model describes internal dynamics of the non-Abelian semilocal string. For details
see e.g. the review [11].
˜ ) sigma model can be defined as a low energy limit of the U(1)
The WCP(𝑁, 𝑁
2
3
In the supersymmetrized form.
Both the orientational and the size moduli have logarithmically divergent norms, see e.g. [35]. After an
appropriate infrared regularization, logarithmically divergent norms can be absorbed into the definition of relevant
two-dimensional fields [35]. In fact, the world-sheet theory on the semilocal non-Abelian string is not exactly the
˜ ) model [37], there are minor differences. The actual theory is called the 𝑧𝑛 model. Nevertheless it has
WCP(𝑁, 𝑁
the same infrared physics as the model (1.2.1) [38], see also [39].
236
gauge theory [40]. The bosonic part of the action reads 4
{︂
∫︁
⃒
⃒
⃒
⃒
1 2
1
⃒ ˜ 𝐾 ⃒2
2
𝑃 ⃒2
⃒
𝑆 = 𝑑 𝑥 ∇𝛼 𝑛
+ ⃒∇𝛼 𝜌 ⃒ + 2 𝐹𝛼𝛽
+ 2 |𝜕𝛼 𝜎|2
4𝑒
𝑒
}︃
⃒
⃒
⃒2
⃒2
2 (︀
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
)︀
𝑚𝐾
𝑒
𝑚𝑃
2
2
2
+ 2 ⃒⃒𝜎 + √ ⃒⃒ ⃒𝑛𝑃 ⃒ + 2 ⃒⃒𝜎 + √ ⃒⃒ ⃒𝜌𝐾 ⃒ +
|𝑛𝑃 |2 − |𝜌𝐾 |2 − 𝑟
,
2
2
2
𝑃 = 1, .., 𝑁 ,
(1.2.1)
𝐾 = 𝑁 + 1, .., 𝑁𝑓 .
Here, 𝑚𝐴 (𝐴 = 1, .., 𝑁𝑓 ) are the so-called twisted masses (they come from 4D quark
masses), while 𝑟 is the inverse coupling constant (2D FI term). Note that 𝑟 is the
real part of the complexified coupling constant introduced in Eq. (1.2.5),
𝑟 = Re 𝛽 .
The fields 𝑛𝑃 and 𝜌𝐾 have charges +1 and −1 with respect to the auxiliary U(1)
gauge field, and the corresponding covariant derivatives in (1.2.1) are defined as
∇𝛼 = 𝜕𝛼 − 𝑖𝐴𝛼 ,
˜ 𝛼 = 𝜕𝛼 + 𝑖𝐴𝛼 ,
∇
(1.2.2)
respectively. The complex scalar field 𝜎 is a superpartner of the U(1) gauge field
𝐴𝛼 .
The number of real bosonic degrees of freedom in the model (1.2.1) is 2𝑁𝑓 − 1 −
1 = 2(𝑁𝑓 − 1). Here 2𝑁𝑓 is the number of real degrees of freedom of 𝑛𝑃 and 𝜌𝐾
fields and we subtracted one real constraint imposed by the last term in (1.2.1) in
the limit 𝑒2 → ∞ and one gauge phase eaten by the Higgs mechanism.
Apart from the U(1) gauge symmetry, the sigma model (1.2.1) in the massless
limit has a global symmetry group
̃︀ ) × U(1)𝐵 ,
SU(𝑁 ) × SU(𝑁
(1.2.3)
i.e. exactly the same as the unbroken global group in the 4D theory (1.1.3). The
fields 𝑛 and 𝜌 transform in the following representations:
(︁
)︁
̃︀
𝑛 : (N, 1, 0) ,
𝜌:
1, N, 1 .
(1.2.4)
Here the global “baryonic” U(1)𝐵 symmetry is a classically unbroken (at 𝛽 > 0)
combination of the global U(1) group which rotates 𝑛 and 𝜌 fields with the same
4
Equation (1.2.1) and similar expressions below are given in Euclidean notation.
237
phases plus U(1) gauge symmetry which rotates them with the opposite phases, see
[30] for details. Non-zero twisted masses 𝑚𝐴 break each of the SU factors in (1.2.3)
down to a product of U(1)’s.
The 2D coupling constant 𝑟 can be naturally complexified if we include the 𝜃
term in the action,
𝛽 =𝑟+𝑖
𝜃2𝑑
,
2𝜋
(1.2.5)
where 𝜃2𝑑 is the two-dimensional 𝜃 angle.
1.3
2D-4D correspondence
Previous studies of the vortex strings supported in four-dimensional 𝒩 = 2
super-QCD at weak coupling showed that the non-Abelian vortices confine monopoles. The elementary monopoles are junctions of two distinct elementary nonAbelian strings [7, 8]. In the 4D bulk theory we have monopole-antimonopole mesons in which monopole and antimonopole are connected by two confining strings
(see Fig. 1.1). For the U(𝑁 ) gauge group we can have also “baryons” consisting of
𝑁 ×number of monopoles rather than of the monopole-antimonopole pair.
The monopoles acquire quantum numbers with respect to the global group (1.1.3)
of the 4D SQCD, see [11] for a review. Indeed, in the world-sheet model on the vortex
string, confined monopole are seen as kinks interpolating between two different vacua
[7, 8]. These kinks are described at strong coupling by 𝑛𝑃 and 𝜌𝐾 fields [26, 41]
˜ ) model 𝑃 = 1, .., 𝑁 , 𝐾 = 𝑁 + 1, .., 𝑁𝑓 ). These two types of kinks
(for WCP(𝑁, 𝑁
correspond to two types of monopoles – both have the same magnetic charge but
different global charges. This is seen from the fact that the global symmetry in the
world-sheet theory on the string is exactly the same as given in Eq. (1.1.3) and the
U(1) charges of the 𝑛𝑃 and 𝜌𝐾 fields are 0 and 1, respectively. One of them is a
fundamental field in the first SU group and the other in the second, see (1.2.4). This
refers to confined 4D monopoles too.
As was mentioned above confined monopoles of 4D SQCD are junctions of two
different elementary non-Abelian strings. In the world-sheet theory they are seen
̃︀ ) model. This ensures
as kinks interpolating between different vacua of WCP(𝑁, 𝑁
2D-4D correspondence: the coincidence between the BPS spectrum of monopoles in
4D SQCD at a particular singular point on the Coulomb branch (which becomes the
238
quark vacuum (1.1.1) once we introduce non-zero 𝜉) and the spectrum of kinks in 2D
̃︀ ) model. The masses of (dyonic) monopoles in 4D SQCD are given by the
WCP(𝑁, 𝑁
̃︀ ) model can
exact Seiberg-Witten solution [2], while the kink spectrum in WCP(𝑁, 𝑁
be derived from exact twisted effective superpotential [32, 40, 42, 43, 44, 45]. This
effective superpotential is written in terms of the twisted chiral superfield which has
the complex scalar field 𝜎 (see (1.2.1)) as its lowest component [40], see Sec. 5.3 where
˜)
we introduce this superpotential and study the kink spectrum for the WCP(𝑁, 𝑁
model.
This coincidence was observed in [32, 45] and explained later in [7, 8] using the
picture of confined bulk monopoles which are seen as kinks in the world sheet theory.
A crucial point is that both the monopoles and the kinks are BPS-saturated states 5 ,
and their masses cannot depend on the non-holomorphic parameter 𝜉 [7, 8]. This
means that, although the confined monopoles look physically very different from
unconfined monopoles on the Coulomb branch of 4D SQCD (in a particular singular
point that becomes the isolated vacuum at nonzero 𝜉), their masses are the same.
Moreover, these masses coincide with the masses of kinks in the world-sheet theory.
Note that VEVs of 𝜎 given by the exact twisted superpotential coincide with
the double roots of the Seiberg-Witten curve [2] in the quark vacuum of 4D SQCD
[32, 45]. This is the key technical reason that leads to the coincidence of the 2D and
4D BPS spectra.
5
Confined monopoles, being junctions of two distinct 1/2-BPS strings, are 1/4-BPS states in 4D SQCD [7].
239
CHAPTER 2
Non-Abelian strings in 𝒩 = 1 supersymmetric QCD
In much the same way as the real world QCD, 𝒩 = 1 supersymmetric QCD
does not have adjoint scalars. Therefore it is believed to have an essentially nonAbelian dynamics. On the other hand, due to supersymmetry it is more tractable
then non-supersymmetric QCD. One may hope that, starting from 𝒩 = 2 QCD and
decoupling the adjoint scalars, one can arrive at a non-Abelian regime. In particular,
it was shown that the non-Abelian ”instead-of-confinement” phase survives in the
limit where the adjoint matter (present in 𝒩 = 2 QCD) decouples, see review [13]
and references therein.
In this Chapter we make this step and study what happens to the non-Abelian
confining strings upon decoupling of the adjoint matter. Namely, we consider a
deformation of 𝒩 = 2 supersymmetric QCD with the U(𝑁 ) gauge group and 𝑁𝑓 =
𝑁 quark flavors by a mass term 𝜇 of the adjoint matter. The 𝜇-deformation breaks
the 𝒩 = 2 supersymmetry and in the limit of large 𝜇 the theory flows to 𝒩 = 1
supersymmetric QCD.
2.1
Outline
In addition to the translational zero modes typical for ANO strings, non-Abelian
strings have orientational moduli associated with rotations of their fluxes inside the
non-Abelian SU(𝑁 ) group. The dynamics of the orientational moduli in 𝒩 = 2
QCD is described by the two dimensional CP(𝑁 − 1) model living on the world
sheet of the non-Abelian string. In this Chapter we study the solution for the nonAbelian string and derive an effective theory on the string world sheet in the limit
of large 𝜇.
Similar problem was addressed in [16, 17, 18, 23, 24, 25] where the 𝜇-deformation
240
was considered in 𝒩 = 2 supersymmetric QCD with the U(𝑁 ) gauge group and
𝑁𝑓 = 𝑁 flavors of massless quarks supplemented by the Fayet-Iliopoulos 𝐷-term.
In the limit of large 𝜇 this theory flows to a theory which differs from 𝒩 = 1 QCD
by the presence of the FI term. In particular, in this theory a scalar quark (squark)
condensation is triggered by the FI 𝐷-term.
It was shown in the aforementioned papers that bosonic profile functions of
the non-Abelian string stay intact upon the 𝜇-deformation, while the fermionic
zero modes are changed as compared to the ones in the 𝒩 = 2 limit. The string
remains BPS saturated and the world sheet theory becomes the heterotic CP(𝑁 −
1) model with 𝒩 = (0, 2) supersymmetry [17, 18, 23, 25]. In this model, the
supertranslational fermionic moduli interact with the superorientational ones. Large
𝑁 solution of the world sheet model shows that 𝒩 = (0, 2) supersymmetry is
spontaneously broken [24]. The model has 𝑁 vacua corresponding to 𝑁 different
non-Abelian strings and the discrete 𝑍2𝑁 symmetry is spontaneously broken.
In this Chapter we consider the 𝜇-deformation of 𝒩 = 2 QCD without a FI term
√
in a quark vacuum. Squark condensate is determined by 𝜇𝑚, were 𝑚 is a quark
mass. Note that while in the presence of the FI 𝐷-term it was not really possible to
introduce quark masses, in the present setup quarks are massive. Moreover, as was
mentioned above, this theory is more “realistic” also because there is no FI term.
In the large 𝜇 limit the theory flows to 𝒩 = 1 QCD in the quark vacuum. NonAbelian strings cease to be BPS saturated and both bosonic and fermionic profile
of the string are modified.
We study solutions for the non-Abelian string profile functions in the large 𝜇
limit and derive the effective theory on the string world sheet. The bosonic sector
of this theory is still given by the CP(𝑁 − 1) model. The CP(𝑁 − 1) model is
asymptotically free, and it is determined by its scale Λ𝐶𝑃 (position of the infra-red
pole of the coupling constant). At small 𝜇 Λ𝐶𝑃 = Λ𝒩 =2 , where Λ𝒩 =2 is the scale of
four dimensional 𝒩 = 2 QCD, see, for example, review [11]. We show that in the
in the large 𝜇 limit Λ𝐶𝑃 is exponentially small. We also derive a potential in two
dimensional world sheet theory induced by quark mass differences.
Next we study the fermionic sector of the world sheet theory. Upon the 𝜇deformation the fermionic superorientational zero modes are all lifted. This leaves
us with the pure bosonic CP(𝑁 − 1) model on the string world sheet in the limit
241
when the bulk theory becomes 𝒩 = 1 QCD. This ensures that the world sheet
theory is in the Coulomb/confinement phase, at least at large 𝑁 , see [26].
We also address a question of what happen to the confined ’t Hooft-Polyakov
monopoles present in the 𝒩 = 2 limit, when we go to the large 𝜇. Studying the world
sheet potential we show that confined monopoles seen in the world sheet theory as
kinks [7, 8] become unstable at large 𝜇 if quark masses are not equal. However,
if quarks have equal masses the confined monopoles survive in the limit of 𝒩 = 1
QCD.
2.2
𝜇-deformed 𝒩 = 2 supersymmetric QCD
In this section we review our four dimensional bulk theory, see review [11] for
more details. The bulk theory is 𝜇-deformed 𝒩 = 2 supersymmetric QCD with the
gauge group U(𝑁 ) =SU(𝑁 )×U(1). The field content of the theory is as follows.
The 𝒩 = 2 vector multiplet consists of the U(1) gauge field 𝐴𝜇 and SU(𝑁 ) gauge
field 𝐴𝑎𝜇 , complex scalar fields 𝑎𝑈 (1) and 𝑎𝑎 in the adjoint representation, and their
2𝑎
fermion superpartners (𝜆1𝛼 , 𝜆2𝛼 ) and (𝜆1𝑎
𝛼 , 𝜆𝛼 ). The adjoint index 𝑎 runs from 1
to 𝑁 2 − 1, while the spinorial index 𝛼 = 1, 2. The adjoint scalars and fermions
𝜆2 can be combined into the 𝒩 = 1 adjoint matter chiral multiplets 𝒜U(1) and
𝒜SU(𝑁 ) = 𝒜𝑎 𝑇 𝑎 , where 𝑇 𝑎 are generators of the SU(𝑁 ) gauge group normalized as
)︀
(︀
Tr 𝑇 𝑎 𝑇 𝑏 = (1/2) 𝛿 𝑎𝑏 .
The matter sector consists of 𝑁𝑓 = 𝑁 flavors of quark hypermultiplets in the
fundamental representation and scalar components (squarks) 𝑞 𝑘𝐴 and 𝑞̃︀𝐴𝑘 , while the
fermions are represented by 𝜓 𝑘𝐴 and 𝜓̃︀𝐴𝑘 . Here 𝐴 = 1, .., 𝑁 is a flavor index and
𝑘 = 1, .., 𝑁 is a color index.
The superpotential of 𝒩 = 2 supersymmetric QCD reads
}︁
√ {︁ 1
U(1) 𝐴
𝑎 𝑎 𝐴
𝒲𝒩 =2 =
2 𝑞̃︀𝐴 𝒜 𝑞 + 𝑞̃︀𝐴 𝒜 𝑇 𝑞
+ 𝑚𝐴 𝑞̃︀𝐴 𝑞 𝐴 ,
2
(2.2.1)
where we use the same notations for quark multiplets 𝑞 𝐴 and 𝑞̃︀𝐴 and their scalar
components, while 𝑚𝐴 are quark masses.
The 𝜇-deformation is the mass term for the adjoint matter
√︂
𝑁 𝜇1 (︁ U(1) )︁2
𝜇2 𝑎 2
𝒲𝒩 =1 =
𝒜
+
(𝒜 ) ,
2 2
2
(2.2.2)
242
which breaks 𝒩 = 2 supersymmetry down to 𝒩 = 1 .
In the special case when
√︂
𝜇 ≡ 𝜇2 = 𝜇1
2
,
𝑁
(2.2.3)
superpotential (2.2.2) becomes a single trace operator
𝒲𝒩 =1 = 𝜇Tr(Φ2 )
(2.2.4)
where we defined a scalar adjoint matrix as
1
Φ = 𝑎𝑈 (1) + 𝑇 𝑎 𝑎𝑎 .
2
(2.2.5)
We will consider bulk QCD in the limit of large 𝜇1 and 𝜇2 , when the adjoint
matter decouples and the theory becomes 𝒩 = 1 QCD. Integrating out the adjoint
matter in a sum of superpotentials (2.2.1) and (2.2.2) we get a quark superpotential
of our 𝜇-deformed bulk theory
]︁
𝛼
1 [︁
𝐵
𝐴
𝐴 2
(˜
𝑞𝐴 𝑞 )(˜
𝑞𝐵 𝑞 ) − (˜
𝑞𝐴 𝑞 ) + 𝑚𝐴 (˜
𝑞𝐴 𝑞 𝐴 ) ,
𝒲(𝑞, 𝑞˜) = −
2𝜇2
𝑁
where
(2.2.6)
√︂
𝑁 𝜇2
.
2 𝜇1
In the case of single trace deformation (2.2.3) 𝛼 = 0.
𝛼=1−
The bosonic action of the theory is 1
⎧
∫︁
(︁
)︁2
1
1 (︁ U(1) )︁2
4 ⎪
SU(𝑁 )
⎪
𝑆bos =
𝑑 𝑥 ⎩ 2 Tr 𝐹𝜇𝜈
𝐹𝜇𝜈
+
+
2𝑔2
4𝑔12
⎫
⃒2
⃒
⃒
⃒2
⃒
⃒
𝐴
𝐴
𝐴
⃒∇𝜇 𝑞 ⃒ + ⃒∇𝜇 𝑞̃︀ ⃒ + 𝑉 (𝑞 , 𝑞̃︀𝐴 )⎪
⎭.
(2.2.7)
(2.2.8)
Here ∇𝜇 is a covariant derivative
∇𝜇 = 𝜕𝜇 −
1
𝑖 U(1)
𝐴𝜇
− 𝑖 𝐴𝑎𝜇 𝑇 𝑎 ,
2
(2.2.9)
2
2
From here further on in this Chapter we use a Euclidean notation, that is 𝐹𝜇𝜈
= 2𝐹0𝑖
+ 𝐹𝑖𝑗2 , (𝜕𝜇 𝑎)2 =
(𝜕0 𝑎)2 + (𝜕𝑖 𝑎)2 , etc. Furthermore, the sigma-matrices are defined as 𝜎 𝛼𝛼˙ = (1, −𝑖⃗𝜏 ), 𝜎
¯𝛼𝛼
= (1, 𝑖⃗𝜏 ). Lowering
˙
and raising of spinor indices are performed by virtue of an anti-symmetric tensor defined as 𝜀12 = 𝜀1̇2̇ = 1,
𝜀12 = 𝜀1̇2̇ = −1. The same raising and lowering convention applies to the flavor SU(𝑁 ) indices 𝑓 , 𝑔, etc.
243
while the scalar potential 𝑉 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 ) is a sum of the 𝐷-term and 𝐹 -term potentials,
𝑉 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 ) = 𝑉𝐷 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 ) + 𝑉𝐹 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 ).
(2.2.10)
The 𝐷-term potential reads
𝑉𝐷
)︀
)︀2
𝑔22 (︀
𝑔12 (︀ 𝐴 2
𝑎 𝐴
𝑎 ¯𝐴 2
=
𝑞¯𝐴 𝑇 𝑞 − 𝑞˜𝐴 𝑇 𝑞˜
+
|𝑞 | − |˜
𝑞 𝐴 |2 ,
2
8
(2.2.11)
while the 𝐹 term potential is determined by superpotential (2.2.6). It has the form
{︃
[︁
]︁
1
𝛼
¯ 𝐴 ¯𝐹
𝐵
𝐴
𝐴
¯
𝑉𝐹 =
(¯
𝑞𝐴 𝑞 ) (¯
𝑞𝐶 𝑞˜ ) − 𝛿𝐶 (¯
𝑞𝐹 𝑞˜ ) − 𝜇¯2 𝑚
¯ 𝐴 𝛿𝐶
|𝜇2 |2
𝑁
]︁
[︁
𝛼 𝐶
𝐹
𝐶
𝐶
𝑞𝐹 𝑞 ) − 𝜇2 𝑚𝐵 𝛿𝐵
× (˜
𝑞𝐵 𝑞 ) − 𝛿𝐵 (˜
𝑁
[︁
]︁
(2.2.12)
𝛼
¯ 𝐶
𝐵
𝐹
𝐶
𝐶
¯
¯
¯
+ (˜
𝑞𝐴 𝑞˜ ) (¯
𝑞𝐹 𝑞˜ ) − 𝜇¯2 𝑚
𝑞𝐵 𝑞˜ ) − 𝛿𝐵 (¯
¯ 𝐵 𝛿𝐵
𝑁
}︃
[︁
]︁
𝛼 𝐴
𝐴
𝐹
𝐴
× (˜
𝑞𝐶 𝑞 ) − 𝛿𝐶 (˜
𝑞𝐹 𝑞 ) − 𝜇2 𝑚𝐴 𝛿𝐶
.
𝑁
In this work we will consider the vacuum (zero of the potential (2.2.10)) where
the maximal possible number of quark flavors equal to 𝑁 condense (the so called
𝑟 = 𝑁 vacuum, where 𝑟 is the number of condensed squark flavors at weak coupling,
see [13] for a review). In this vacuum squark VEVs are given by
⎞
⎛√
𝜉1 0 ...
⎟
⎜
1
𝑞 𝑘𝐴 ⟩ = √ ⎜
,
⟨𝑞 𝑘𝐴 ⟩ = ⟨̃︀
... ... ... ⎟
⎝
2
√ ⎠
... 0
𝜉𝑁
(2.2.13)
where we wrote down the squark field as an 𝑁 ×𝑁 matrix in color and flavor indices,
and the parameters 𝜉𝐴 are defined as
(︃√︂
)︃
2
𝜉𝐴 = 2
𝜇1 𝑚
̂︀ + 𝜇2 (𝑚𝐴 − 𝑚)
̂︀ ,
𝑁
while
𝑁
1 ∑︁
𝑚
̂︀ =
𝑚𝐴 .
𝑁
(2.2.14)
(2.2.15)
𝐴=1
For single trace deformation (2.2.3) expressions for the parameters 𝜉𝐴 simplify:
𝜉𝐴 = 2 𝜇2 𝑚𝐴
(2.2.16)
244
In this Chapter we will mostly consider the non-Abelian limit when all quark
masses are equal,
𝑚1 = 𝑚2 = ... = 𝑚𝑁 ≡ 𝑚,
(2.2.17)
so that the parameters 𝜉𝐴 degenerate, 𝜉𝐴 ≡ 𝜉, and the squark VEVs become
⎛
⎞
√︂
1 0 ...
⎜
⎟
𝜉
⎜... ... ...⎟
⟨𝑞 𝑘𝐴 ⟩ = ⟨̃︀
𝑞 𝑘𝐴 ⟩ =
(2.2.18)
⎠
2⎝
... 0 1
Note that if we take the limit 𝜇 → ∞ (keeping the quark masses fixed) the
parameters 𝜉 ∼ 𝜇𝑚 also go to infinity, and our quark vacuum becomes a run-away
vacuum (all the 𝑟 vacua with the non-zero 𝑟 become run-away vacua). In this case
𝒩 = 1 QCD is a theory with only 𝑁 vacua which originate from 𝑁 monopole vacua
(𝑟 = 0 vacua) of 𝒩 = 2 QCD.
Here we define 𝒩 = 1 QCD in a different way. By taking the limit of large 𝜇
we make the quark masses small so that the product 𝜇𝑚 (and the quark VEVs) are
fixed,
𝜇 → ∞,
𝑚 → 0,
𝜇 𝑚 = fixed.
(2.2.19)
This way we keep track of all the 𝑟 vacua present in 𝒩 = 2 QCD. In this Chapter
we will study non-Abelian strings particularly in the 𝑟 = 𝑁 quark vacuum (2.2.18)
assuming the limit of large 𝜇 when the bulk theory flows to the generalized 𝒩 = 1
QCD defined above.
In order to keep our bulk theory at weak coupling we assume that the squark
VEVs are large as compared with the scale Λ𝒩 =1 of the SU(𝑁 ) sector of 𝒩 = 1
QCD. Namely, we assume that
√
𝜇𝑚 ≫ Λ𝒩 =1 .
(2.2.20)
Squark VEVs (2.2.18) result in a spontaneous breaking of both gauge and flavor
SU(𝑁 )’s. The diagonal global SU(𝑁 ) survives, however,
U(𝑁 )gauge × SU(𝑁 )flavor → SU(𝑁 )𝐶+𝐹 ,
(2.2.21)
cf. (1.1.3). A color-flavor locking takes place in the vacuum. This fact leads to an
emergence of non-Abelian strings, see [11] for a review.
245
Let us briefly summarize a perturbative spectrum of our bulk theory in the large
𝜇 limit, cf. [11]. Consider for simplicity the case of equal quark masses. The U(𝑁 )
gauge group is completely Higgsed and the masses of the gauge bosons are
𝑆𝑈 (𝑁 )
𝑚𝐺
√︀
= 𝑔2 | 𝜉|
(2.2.22)
for the SU(𝑁 ) gauge bosons and
√︂
𝑈 (1)
𝑚𝐺
= 𝑔1
𝑁 √︀
| 𝜉|
2
(2.2.23)
for the U(1) one. Below we also assume that the gauge boson masses are of the
same order,
𝑈 (1)
𝑚𝐺
𝑆𝑈 (𝑁 )
∼ 𝑚𝐺
≡ 𝑚𝐺
(2.2.24)
Extracting a quark mass matrix from potentials (2.2.11), (2.2.12) we find that
out of 4𝑁 2 real degrees of freedom of the 𝑞 𝑘𝐴 and 𝑞̃︀𝑘𝐴 squarks 𝑁 2 phases are eaten
by the Higgs mechanism, (𝑁 2 − 1) real squarks have mass (2.2.22), while one real
squark has mass (2.2.23). These squarks are scalar superpartners of the SU(𝑁 ) and
U(1) gauge bosons in massive vector 𝒩 = 1 supermultiplets, respectively.
Other 2𝑁 2 squarks become much lighter in the large 𝜇 limit. The masses of
2(𝑁 2 − 1) of them forming the adjoint representation of the global color-flavor
SU𝐶+𝐹 (𝑁 ) (2.2.21) are given by
𝑆𝑈 (𝑁 )
𝑚𝐿
⃒ ⃒
⃒𝜉⃒
= ⃒⃒ ⃒⃒ ,
𝜇2
while two real SU𝐶+𝐹 (𝑁 ) color-flavor singlets have mass
√︂ ⃒ ⃒
𝑁 ⃒⃒ 𝜉 ⃒⃒
𝑈 (1)
𝑚𝐿 =
,
2 ⃒ 𝜇1 ⃒
(2.2.25)
(2.2.26)
If 𝜇2 and 𝜇1 are of the same order (more exactly, we assume below that 𝛼 = const,
see (2.2.7)), then
𝑈 (1)
𝑚𝐿
𝑆𝑈 (𝑁 )
∼ 𝑚𝐿
≡ 𝑚𝐿 ∼ 𝑚 ≪ 𝑚𝐺 .
(2.2.27)
Below we will heavily use this mass hierarchy of the perturbative spectrum.
In particular, in the limit (2.2.19) 𝑚𝐿 → 0, and 2𝑁 2 squarks become massless.
This reflects the presence of the Higgs branch which develops in this limit. The
presence of massless scalars developing VEVs makes the string solution ill-defined
246
[46, 47], see also next section. Below we use the 𝜇-deformed 𝒩 = 2 QCD at large 𝜇
as an infra-red (IR) regularization of 𝒩 = 1 QCD. At large but finite 𝜇 the Higgs
branch present in 𝒩 = 1 QCD is lifted and the IR divergences are regularized, cf.
[48].
2.3
Non-Abelian strings
In this section we derive a vortex solution, assuming the equal quark mass limit
(2.2.17). First we review a general ansatz for the non-Abelian string and present
equations for string profile functions. Then we solve these equations assuming the
mass hierarchy (2.2.27) in the large 𝜇 limit.
2.3.1
Equations of motion
We consider a static string stretched along the 𝑥3 axis so that the corresponding
profile functions depend only on coordinates in the (𝑥1 , 𝑥2 ) plane. Closely following
the strategy developed for 𝒩 = 2 supersymmetic QCD (see review [11]) we first
assume that only those squark fields which develop VEVs have non-trivial profile
functions in a string solution. Therefore we set
1
𝑞 𝑘𝐴 = 𝑞¯˜𝑘𝐴 = √ 𝜙𝑘𝐴 .
2
(2.3.1)
and look for the string solutions using the following ansatz [6, 7, 11]:
(︀
)︀
𝜙 = 𝜑2 + 𝑛𝑛 𝜑1 − 𝜑2
SU(𝑁 )
𝐴𝑖
U(1)
𝐴𝑖
⎫
)︀
(︀
)︀ ⎧
1 (︀
=
𝜑1 + (𝑁 − 1)𝜑2 + 𝜑1 − 𝜑2 ⎩𝑛𝑛 − 1/𝑁 ⎭ ,
𝑁
⎧
⎫
𝑥𝑗
⎩
= 𝜀𝑖𝑗 2 𝑓𝑊 (𝑟) 𝑛𝑛 − 1/𝑁 ⎭ ,
𝑟
𝑥𝑗
2
𝜀𝑖𝑗 2 𝑓 (𝑟) ,
=
𝑁
𝑟
(2.3.2)
where the index 𝑖 runs over 1, 2. The profile functions 𝜑1 (𝑟) and 𝜑2 (𝑟) determine
the profiles of the squarks in the plane orthogonal to the string at rest, while 𝑓 (𝑟)
and 𝑓𝑊 (𝑟) are the profiles of the gauge fields. The profile functions depend on the
distance 𝑟 from a given point 𝑥𝑖 to the center of the string 𝑥𝑖0 in the (𝑥1 , 𝑥2 ) plane.
247
Here we have also introduced the orientational complex vector 𝑛𝑙 , 𝑙 = 1, ..., 𝑁 ,
subject to the condition
𝑛𝑙 · 𝑛𝑙 = 1 .
(2.3.3)
Vector 𝑛𝑙 parametrizes the orientational modes of the non-Abelian vortex string. It
arises due to a possibility to rotate a given particular string solution with respect
to the unbroken color-flavor global group SU(𝑁 )𝐶+𝐹 , see (2.2.21).
Boundary conditions for the gauge and scalar profile functions are
√︀
√︀
𝜉, 𝜑2 (∞) =
𝜉,
𝜑1 (0) = 0, 𝜑2 (0) ̸= 0,
𝜑1 (∞) =
𝑓𝑊 (0) = 1,
𝑓 (0) = 1,
𝑓𝑊 (∞) = 0,
(2.3.4)
𝑓 (∞) = 0.
Substituting ansatz (2.3.2) into action (2.2.8) we get an energy functional (tension of the string):
∫︁
𝑇
= 2𝜋
(︃
′2
2 𝑓 ′2
𝑁 − 1 1 𝑓𝑊
′2
𝑟𝑑𝑟 2 2 2 +
+ 𝜑′2
1 + (𝑁 − 1)𝜑2
2
2
𝑔1 𝑁 𝑟
𝑁 𝑔2 𝑟
2
+
2
𝑁 − 1 [𝑓 − 𝑓𝑊 ] 2
1 [𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 ] 2
𝜑
+
𝜑2 + 𝑉 (𝜑1 , 𝜑2 ),
1
𝑁2
𝑟2
𝑁2
𝑟2
)︃
(2.3.5)
where the potential 𝑉 (𝜑1 , 𝜑2 ) is
(︃
[︁
]︁2
1
𝛼 2
2
2
2
𝑉 (𝜑1 , 𝜑2 ) =
𝜑 𝜑 +
(𝜑 + (𝑁 − 1)𝜑2 ) − 2𝜇2 𝑚
4|𝜇2 |2 1 1
𝑁 1
)︃
[︁
]︁
2
𝛼 2
(𝜑1 + (𝑁 − 1)𝜑22 ) − 2𝜇2 𝑚
+ (𝑁 − 1)𝜑22 𝜑22 +
(2.3.6)
𝑁
and we assume that 𝜇2 𝑚 is real 2 .
String tension functional (2.3.5) gives equations for the profile functions. We get
𝑓
2
′′
𝑔12
𝑔12
𝑓′
2
−
(𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )𝜑1 − (𝑁 − 1) (𝑓 − 𝑓𝑊 )𝜑22
−
𝑟
2
2
′
2
𝑓𝑊
𝑔2
𝑔22
′′
2
𝑓𝑊 −
−
(𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )𝜑1 +
(𝑓 − 𝑓𝑊 )𝜑22
𝑟
𝑁
𝑁
′
𝜑1
1 (𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )2
1 𝜕𝑉
′′
𝜑1 +
−
𝜑
−
1
𝑟
𝑁2
𝑟2
2 𝜕𝜑1
𝜑′
1 (𝑓 − 𝑓𝑊 )2
1
𝜕𝑉
𝜑′′2 + 2 −
𝜑
−
2
𝑟
𝑁2
𝑟2
2(𝑁 − 1) 𝜕𝜑2
= 0
(2.3.7)
= 0
= 0
= 0
If it is in fact a complex quantity, we should modify relation (2.3.1) inserting there the phase of 𝜇2 𝑚.
248
These equations are of the second order rather than the first order. This is because
our string is not BPS saturated. Note, that for a BPS string the masses of the
scalars forming the string are equal to masses of the gauge bosons (2.2.22) and
(2.2.23), see [11]. For our 𝜇-deformed theory this is not the case. Masses of singlet
and adjoint scalars in the scalar matrix 𝜙𝑘𝐴 in (2.3.1) are given by (2.2.25) and
(2.2.26), and in the large 𝜇 limit they are much smaller than the masses of gauge
bosons. In particular, as we mentioned already, in the limit (2.2.19) 𝑚𝐿 → 0, and
our 𝜇-deformed theory develops a Higgs branch.
2.3.2
String profile functions
It is quite often that supersymmetric gauge theories have Higgs branches. These
are flat directions of the scalar potential on which charged scalar fields can develop
VEVs breaking the gauge symmetry. In many instances this breaking provides
topological reasons behind formation of vortex strings. A dynamical side of the
problem of the vortex string formation in theories with Higgs branches was addressed
in [46, 47, 48]. A priori it is not clear at all whether or not stable string solutions
exist in this class of theories. The fact is that a theory with a Higgs branch represents
a limiting case of type I superconductor with vanishing Higgs mass. In particular,
it was shown in [46] that infinitely long strings cannot be formed in this case due to
infrared divergences.
Later this problem was studied in [47, 48]. It was shown that vortices on Higgs
branches become logarithmically ”thick” due to the presence of massless scalars in
the bulk. Still, they are well defined if IR divergences are regularized. One way of
regularization is to consider a vortex string of the finite length 𝐿 [47]. This setup is
typical for the confinement problem. It was shown in [47] that confining potential
between heavy trial charges becomes nonlinear,
𝑉 (𝐿) ∼
𝐿
,
log 𝐿
(2.3.8)
in theories with Higgs branches.
Another way of IR regularization is to lift the Higgs branch so that scalar fields
forming the string have small but non-zero masses 𝑚𝐿 , cf. [48]. We use this approach
here, see Eqs. (2.2.25) and (2.2.26), assuming that 𝜇 is large but finite.
249
To the leading order in log 𝑚𝐺 /𝑚𝐿 the vortex solution has the following structure
in the (𝑥1 , 𝑥2 ) plane [47]. The gauge fields are localized inside the core region of
the radius 𝑅𝑔 and almost zero outside this region3 . In contrast, scalar profiles are
almost constant inside the core. In particular, the 𝜑1 profile function associated
with winding of the vortex is almost zero inside the core (see (2.3.4)),
𝜑1 ≈ 0
√︀
𝜑2 ≈ (1 − 𝑐) 𝜉,
(2.3.9)
where 𝑐 is a constant to be determined.
Then the two first equations for gauge profile functions in (2.3.7) have solutions
𝑓
= 𝑓𝑊
𝑟2
≈ 1 − 2
𝑅𝑔
(2.3.10)
inside the core.
Outside the core in a logarithmically wide region
1/𝑚𝐺 . 𝑟 . 1/𝑚𝐿
(2.3.11)
gauge fields are almost zero and two last equations in (2.3.7) reduce to the equations
for free massless scalars. Their solutions have a logarithmic form
⎛
⎞
1
ln
√︀ ⎜
𝑟𝑚𝐿 ⎟
⎟,
𝜑1 ≈
1
−
𝜉⎜
⎝
1 ⎠
ln
𝑚𝐿 𝑅𝑔
⎛
⎞
1
ln
√︀ ⎜
𝑟𝑚𝐿 ⎟
⎟,
⎜
𝜑2 ≈
𝜉 ⎝1 − 𝑐 ·
1 ⎠
ln
𝑚𝐿 𝑅𝑔
(2.3.12)
where the normalization is fixed by matching with the behavior inside the core
(2.3.9) and with the boundary conditions at infinity (2.3.4).
In the region of very large 𝑟, 𝑟 ≫ 1/𝑚𝐿 , the scalar fields exponentially approach
their VEVs (∼ exp{−𝑚𝐿 𝑟}), see (2.3.4)). This region gives a negligible contribution
to the string tension and a particular form of the scalar potential (2.3.6) is not
important.
3
We will determine 𝑅𝑔 shortly.
250
Upon a substitution of the above solution into tension functional (2.3.5) one
arrives at
𝑇
const
≈
𝑅𝑔2
(︂
𝑁 −1
2
+
𝑔12 𝑁 2
𝑔22 𝑁
)︂
+
]︀
2𝜋|𝜉| [︀
1 + (𝑁 − 1) 𝑐2 ,
1
ln
𝑅𝑔 𝑚𝐿
(2.3.13)
where the first term comes from the gauge fields inside the core while the second
term is produced by the logarithmic integral over the region (2.3.11) coming from
the kinetic terms of scalars.
Minimization of this expression with respect to the constant 𝑐 yields
𝑐 = 0,
(2.3.14)
so that the profile function 𝜑2 does not depend on 𝑟 and is given by its VEV
√
𝜉.
Minimizing (2.3.13) with respect to 𝑅𝑔 we find
𝑅𝑔 ∼
const 𝑚𝐺
ln
.
𝑚𝐺
𝑚𝐿
(2.3.15)
The solutions for string profile functions in the intermediate region (2.3.11) becomes
⎛
𝜑1
𝜑2
𝑓
⎞
1
ln
√︀ ⎜
𝑟𝑚𝐿 ⎟
⎟
≈
𝜉⎜
1
−
𝑚𝐺 ⎠ ,
⎝
ln
𝑚𝐿
√︀
𝜉,
≈
≈ 𝑓𝑊
(2.3.16)
≈ 0,
while the final result for the tension of a non-Abelian string takes the form
𝑇 =
2𝜋|𝜉|
𝑚𝐺 + · · · ,
ln
𝑚𝐿
(2.3.17)
where corrections are suppressed by powers of large logarithm log 𝑚𝐺 /𝑚𝐿 . The
leading term here comes from quark kinetic energy ((𝜑′1 )2 ) integrated over intermediate region (2.3.11), see (2.3.5). Note, that the logarithmic suppression of the
string tension is not specific for non-Abelian strings. Similar expression was found
for the ANO string on a Higgs branch [47, 48].
251
2.3.3
Non-equal quark masses
In this section we relax condition (2.2.17) and consider a string solution assuming
that quark mass differences are small,
Δ𝑚𝐴𝐵 = 𝑚𝐴 − 𝑚𝐵 ≪ 𝑚,
̂︀
(2.3.18)
where 𝑚
̂︀ is the average quark mass, (2.2.15).
Non-equal quark masses break color-flavor symmetry (2.2.21) down to U(1)𝑁 ,
so the orientational modes of the non-Abelian string are no longer zero modes.
They become quasizero modes in the approximation of small quark mass differences
(2.3.18), cf. [11]. In fact, in Sect. 2.4.2 we will derive a shallow world sheet potential
with 𝑁 extreme points associated with 𝑍𝑁 strings.
Now we generalize the ansatz for the string solution (2.3.2) as follows. First we
set an orientational vector
𝑛𝑙 = 𝛿 𝑙𝐴0 ,
𝐴0 = 1, ..., 𝑁
(2.3.19)
separating the 𝐴0 -th 𝑍𝑁 string (the string associated with the winding of 𝐴0 squark
flavor, see [11]).
We expect that, much in the same way as for the equal quark masses case, the
main contribution to the string tension comes from logarithmically wide intermediate
region (2.3.11), while the string core does not contribute to the leading order. Then
taking into account (2.3.18) we can neglect mass differences of different gauge bosons
setting
𝑚𝐺 ≈ 𝑔2
where
𝜉̂︀ =
√︁
̂︀
|𝜉|,
𝑁
1 ∑︁
𝜉𝐴 .
𝑁
(2.3.20)
(2.3.21)
𝐴=1
In this approximation we can use the same ansatz for the gauge fields as for the
case of equal quark masses, see two last equations in (2.3.2) with 𝑛𝑙 from (2.3.19).
Gauge fields are still parametrized by only two gauge profile functions 𝑓 (𝑟) and 𝑓𝑊 ,
which are non-zero inside the string core determined by 𝑚𝐺 (2.3.20).
252
The ansatz for the squark fields in (2.3.2) is generalized as
⎛
𝜑1 (𝑟)
0
...
0
...
0
⎜
⎜ 0
𝜑2 (𝑟) . . .
0
...
0
⎜
⎜ ...
... ... ... ... ...
⎜
𝜙 = ⎜
⎜ 0
0
. . . 𝜑𝐴0 (𝑟) . . .
0
⎜
⎜
... ... ... ... ...
⎝ ...
0
0
...
follows
⎞
⎟
⎟
⎟
⎟
⎟
⎟ ,
⎟
⎟
⎟
⎠
. . . 𝜑𝑁 (𝑟)
0
(2.3.22)
where we introduce the profile functions 𝜑1 , ..., 𝜑𝑁 for non-winding flavors 𝐴 ̸= 𝐴0
while the profile function 𝜑𝐴0 is associated with 𝐴0 -th winding flavor.
Boundary conditions for gauge profile functions are the same as in (2.3.4) while
for quarks we require
𝜑𝐴0 (0) = 0
√︀
𝜑𝐴 (∞) =
𝜉𝐴 ,
(2.3.23)
𝐴 = 1, ..., 𝑁,
(2.3.24)
where 𝜉𝐴 are given by (2.2.14).
Equations for the profile functions now read
𝑓
′′
∑︁
𝑓′
𝑔12
𝑔12
2
−
−
(𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )𝜑𝐴0 −
(𝑓 − 𝑓𝑊 )
𝜑2𝐴 = 0
𝑟
2
2
𝐴̸=𝐴0
′′
𝑓𝑊
′
𝑓𝑊
𝑔22
−
−
(𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )𝜑2𝐴0
𝑟
𝑁
∑︁
𝑔22
(𝑓 − 𝑓𝑊 )
𝜑2𝐴 = 0
+
𝑁 (𝑁 − 1)
(2.3.25)
𝐴̸=𝐴0
𝜑′′𝐴0 +
For 𝐴 ̸= 𝐴0 ,
𝜑′𝐴0
𝑟
2
−
𝜑′′𝐴
1 (𝑓 + (𝑁 − 1)𝑓𝑊 )
𝜑 𝐴0 −
𝑁2
𝑟2
𝜑′
1 (𝑓 − 𝑓𝑊 )2
+ 𝐴 −
𝜑𝐴 −
𝑟
𝑁2
𝑟2
1 𝜕𝑉
2 𝜕𝜑𝐴0
1 𝜕𝑉
2 𝜕𝜑𝐴
= 0
= 0.
Solving these equations in much the same way as we did in the previous subsection we get
𝜑𝐴 ≈
√︀
𝜉𝐴 ,
𝐴 ̸= 𝐴0 .
(2.3.26)
Moreover, gauge profile functions are determined by (2.3.10) inside the core, while
they are zero outside it. Here the size of the core is still given by (2.3.15).
253
In much the same way as for the case of equal quark masses the profile function
𝜑1 is almost zero inside the core and is given by
⎛
𝜑 𝐴0
⎞
1
ln
√︀ ⎜
𝑟𝑚𝐿 ⎟
⎟
≈
𝜉 𝐴0 ⎜
1
−
𝑚𝐺 ⎠
⎝
ln
𝑚𝐿
(2.3.27)
in the region (2.3.11) of intermediate 𝑟.
The results for the string tensions of 𝑍𝑁 strings have the form
2𝜋|𝜉𝐴0 |
𝐴0 = 1, ..., 𝑁.
𝑚𝐺 + · · · ,
ln
𝑚𝐿
We see that now string tensions of 𝑁 𝑍𝑁 strings are split.
𝑇 𝐴0 =
2.4
(2.3.28)
World sheet effective theory
A non-Abelian string has both translational and orientational zero modes. If we
allow a slow dependence of the associated moduli on the world sheet coordinates
𝑧 = 𝑥3 and 𝑡 they become fields in the effective two dimensional low energy theory on
the string world sheet [6, 7], see [11] for a review. Namely, we will have translational
moduli 𝑥𝑖0 (𝑡, 𝑧) (position of the string in the (𝑥1 , 𝑥2 ) plane, 𝑖 = 1, 2) and orientational
moduli 𝑛𝑙 (𝑡, 𝑧), 𝑙 = 1, ..., 𝑁 . Translational sector is free and decouples therefore we
will focus on the orientational sector.
In this section we will derive the bosonic part of the effective world sheet theory
on the string.
2.4.1
CP(𝑁 − 1) model on the string world sheet
First we consider the limit of equal quark masses (2.2.17). In this limit colorflavor symmetry (2.2.21) is unbroken and the orientational moduli 𝑛𝑙 describe the
zero modes of the non-Abelian string. Namely, consider a particular 𝑍𝑁 solution
(2.3.2) with 𝑛𝑙 = 𝛿 𝑙𝐴0 , 𝐴0 = 1, ..., 𝑁 . It breaks the SU(𝑁 )𝐶+𝐹 group down to
SU(𝑁 − 1)×U(1). Therefore the SU(𝑁 )𝐶+𝐹 rotation of the 𝑍𝑁 string solution
generates the whole family of solutions (non-Abelian string) parametrized by the
vector 𝑛𝑙 from the moduli space
SU(𝑁 )𝐶+𝐹
= CP(𝑁 − 1).
SU(𝑁 − 1) × 𝑈 (1)
(2.4.1)
254
Since for equal quark masses the SU(𝑁 )𝐶+𝐹 group is unbroken there is no world
sheet potential for orientational moduli 𝑛𝑙 . To derive the kinetic term we closely
follow the general procedure developed in [6, 7] (see [11] for a review) for the 𝒩 = 2
case. We substitute solution (2.3.2) into four-dimensional action (2.2.8) assuming
slow 𝑡 and 𝑧 dependence of the orientational moduli 𝑛𝑙 .
SU(𝑁 )
Once the moduli 𝑛𝑙 cease to be constant, the gauge field components 𝐴0
SU(𝑁 )
𝐴3
and
also become non-vanishing. We use the ansatz [6, 7, 49]
SU(𝑁 )
𝐴𝑘
[︀
]︀
= −𝑖 𝜕𝑘 𝑛 · 𝑛
¯ − 𝑛 · 𝜕𝑘 𝑛
¯ − 2𝑛 · 𝑛
¯ (¯
𝑛 𝜕𝑘 𝑛) 𝜌(𝑟) ,
𝑘 = 0, 3 ,
(2.4.2)
for these components, where we assume a contraction of the color indices inside the
parentheses in the third term. We also introduced a new profile function 𝜌(𝑟) which
will be determined through a minimization procedure.
Substituting (2.3.2) and (2.4.2) into (2.2.8) we get CP(𝑁 − 1) model
∫︁
{︀
}︀
(1+1)
𝑆
= 2𝛽
𝑑𝑡 𝑑𝑧 (𝜕𝑘 𝑛
¯ 𝜕𝑘 𝑛) + (¯
𝑛 𝜕𝑘 𝑛)2 ,
(2.4.3)
with the coupling constant 𝛽 given by
𝛽=
2𝜋
𝐼,
𝑔22
(2.4.4)
where 𝐼 is a normalization integral determined by the string profile functions integrated over (𝑥1 , 𝑥2 ) plane.
{︃(︂
∞
∫︁
𝐼=
𝑟𝑑𝑟
0
)︂2
𝑑
1 2
𝜌(𝑟) + 2 𝑓𝑊
(1 − 𝜌)2
𝑑𝑟
𝑟
(2.4.5)
+
𝑔22
[︂
)︀
𝜌2 (︀ 2
𝜑1 + 𝜑22 + (1 − 𝜌) (𝜑2 − 𝜑1 )2
2
]︂}︂
.
The above functional determines an equation of motion for 𝜌,
)︀
1 𝑑
1 2
𝑔22 (︀ 2
𝑔22
𝑑2
2
− 2𝜌−
𝜌 − 2 𝑓𝑊 (1 − 𝜌) +
𝜑1 + 𝜑2 𝜌 − (𝜑1 − 𝜑2 )2 = 0 , (2.4.6)
𝑑𝑟
𝑟 𝑑𝑟
𝑟
2
2
while boundary conditions for 𝜌 read
𝜌(∞) = 0, 𝜌(0) = 1,
see [11] for the details.
(2.4.7)
255
The formulas above are valid for a non-Abelian string in both 𝒩 = 2 QCD and
𝜇-deformed QCD. For our large 𝜇 limit we use the string profile functions found
in Sec. 2.3.2. To find the solution for 𝜌 we first note that inside the core 𝜌 ≈ 1.
In the intermediate region (2.3.11) 𝑓𝑊 ≈ 0. The terms of equation (2.4.6) which
involve derivatives of 𝜌 are negligible compared to the others (we will check that
afterwards), and so an approximate solution can be easily found:
(︂
)︂2
1
ln 𝑟𝑚
(𝜑1 − 𝜑2 )2
𝜌 ≈
(𝜑21 + 𝜑22 )
𝐿
ln 𝑅𝑔1𝑚
𝐿
≈
ln 𝑟𝑚1
2 − 2 ln
(︂
𝐿
1
𝑅𝑔 𝑚 𝐿
+
)︂2 ,
ln 𝑟𝑚1
(2.4.8)
𝐿
ln 𝑅𝑔1𝑚
𝐿
where we used solutions (2.3.16) for quark profile functions.
It is easy to check that 𝜌′ ∼ 𝑚𝐿 𝜌 and 𝜌′′ ∼ 𝑚2𝐿 𝜌, so it was indeed consistent to
drop the derivatives out of the equation (2.4.6).
Our next step is to substitute this solution into the (2.4.5) and calculate 𝐼. As
we will see, only the region 𝑟 . 1/𝑚𝐿 gives a significant contribution to this integral.
We have:
𝐼 ≈ 𝑔22
(︃
∫︁
𝑟𝑑𝑟
1 (𝜑1 − 𝜑2 )4
2𝜑1 𝜑2 (𝜑1 − 𝜑2 )2
+
2 (𝜑21 + 𝜑22 )
(𝜑21 + 𝜑22 )
)︃
𝑔22
=
2
∫︁
)︀2
𝜑21 − 𝜑22
𝑟𝑑𝑟 2
(2.4.9)
(𝜑1 + 𝜑22 )
(︀
Calculation yields
𝑚2𝐺 1
𝐼 ≈ 𝑐 2
𝑚𝐿 ln2 𝑚2𝐺2
𝑚
𝐿
𝑔 2 |𝜇|
1
∼
,
|𝑚| ln2 𝑔2 |𝜇|
|𝑚|
(2.4.10)
where we used Eqs. (2.2.22) and (2.2.25) while the constant 𝑐 is associated with the
ambiguity of the upper limit (∼ 1/𝑚𝐿 ) of the integral above. As for the region of
large 𝑟, 𝑟 ≫ 1/𝑚𝐿 , the function 𝜌 falls off exponentially, and a contribution from
this region is therefore negligible.
Substituting (2.4.10) into (2.4.4) we get the final result for the coupling 𝛽 of the
world sheet CP(𝑁 − 1) model (2.4.3)
𝛽 ≈ 𝑐
2𝜋 𝑚2𝐺 1
|𝜇|
1
∼
.
𝐺
2 𝑔 2 |𝜇|
𝑔22 𝑚2𝐿 ln2 𝑚
|𝑚|
ln |𝑚|
𝑚𝐿
(2.4.11)
256
CP(𝑁 − 1) model (2.4.3) is a low energy effective theory on the string world
sheet. It describes the dynamics of massless orientational moduli at energies much
below the inverse thickness of the string proportional to 𝑚𝐿 . If we go to higher
energies we have to take into account higher derivative corrections to (2.4.3).
Relation (2.4.11) is derived at the classical level. In quantum theory the coupling
constant 𝛽 runs. Relation (2.4.11) defines the CP(𝑁 − 1) model coupling at a scale
of the ultra-violet (UV) cutoff of the world sheet theory equal to 𝑚𝐺 . In fact,
CP(𝑁 − 1) model is an asymptotically free theory. Its coupling at the UV scale
√
𝑚𝐺 ∼ 𝜉 at one loop is given by
√
√︀
𝜉
4𝜋𝛽( 𝜉) = 𝑁 ln
,
(2.4.12)
Λ𝐶𝑃
where Λ𝐶𝑃 is the scale of the CP(𝑁 − 1) model. This gives for the scale Λ𝐶𝑃
}︃
{︃
√︀
1
|𝜇|
.
(2.4.13)
Λ𝐶𝑃 ≈ 𝜉 exp −const
|𝑚| ln2 𝑔2 |𝜇|
|𝑚|
We see that the scale of CP(𝑁 −1) model Λ𝐶𝑃 is exponentially small, so the world
sheet theory is weаkly coupled in a wide region of energies ≫ Λ𝐶𝑃 . This should be
contrasted to non-Abelian string in 𝒩 = 2 QCD where world sheet theory has a
scale Λ𝐶𝑃 equal to scale Λ𝒩 =2 of the bulk QCD [11].
2.4.2
World-sheet potential at large 𝜇
In this subsection we relax the condition of equal quark masses (2.2.17) and
consider the effect of quark mass differences to the leading order in Δ𝑚𝐴𝐵 , see
(2.3.18). Non-equal quark masses break color-flavor symmetry (2.2.21) down to
U(1)𝑁 so as we already mentioned above the orientational modes of the non-Abelian
string are no longer zero modes. They become quasizero modes in the approximation
of small quark mass differences (2.3.18). We still can introduce the orientational
quasimoduli 𝑛𝑙 , 𝑙 = 1, ..., 𝑁 and consider a shallow potential in the CP(𝑁 − 1)
world sheet theory (2.4.3) generated by the mass differences. We neglect effects
of small mass differences in the kinetic term assuming that it is still given by Eq.
(2.4.3).
Our general strategy is to take string solution (2.3.2) with the unperturbed string
profile functions of Sec. 2.3.2 and substitute it into potential (2.2.12) taking into
257
account explicit 𝑚𝐴 dependence of this potential to the leading order in Δ𝑚𝐴𝐵 .
After a rather involved calculation we arrive at the potential of the world sheet
theory
𝛿𝑉1+1 = 𝜒
𝑁
∑︁
]︁
¯^
^
Re (𝜉𝐴 − 𝜉)𝜉
[︁
^
|𝜉|
𝐴=1
|𝑛𝐴 |2 ,
(2.4.14)
where 𝛿𝑉1+1 is the potential up to a constant, 𝜉𝑃 are given by (2.2.14), while the
factor 𝜒 is determined by the string profile functions integrated over (𝑥1 , 𝑥2 ) plane,
𝜋
𝜒 =
|𝜇2 |2
∫︁∞
𝑟𝑑𝑟 (𝜑22
−
𝜑21 )
]︁
[︁
𝛼 2
2
2
𝜑1 − (𝜑1 − 𝜑2 ) .
𝑁
(2.4.15)
0
Now we use our solutions for 𝜑1 and 𝜑2 (see Sect. 2.3.2) and integrate here over
< 1/𝑚𝐿 . We also assume that 𝜇1 and 𝜇2 scale in such a way that the
the region 𝑟 ∼
parameter 𝛼 in (2.2.7) is fixed. More explicitly, we assume that
√︂
2
,
(2.4.16)
𝜇 ≡ 𝜇2 = const · 𝜇1
𝑁
This gives for 𝜒
𝜒 ≈ const ·
2𝜋
.
𝐺
ln 𝑚
𝑚𝐿
(2.4.17)
Moreover, the region of integration 𝑟 ≫ 1/𝑚𝐿 in (2.4.15) does not contribute to
the leading order. The unknown constant above appears due to an ambiguity of the
upper limit of the integral over 𝑟, 𝑟 ∼ 1/𝑚𝐿 .
Substituting this into (2.4.14) we get
𝛿𝑉1+1 ≈ const · 2𝜋
𝑁
∑︁
𝐴=1
]︁
¯^
^
Re (𝜉𝐴 − 𝜉)𝜉
[︁
^ ln 𝑚𝐺
|𝜉|
𝑚𝐿
|𝑛𝐴 |2 .
(2.4.18)
Now let us fix the unknown constant in the equation above comparing it with
expressions (2.3.28) for the string tensions of 𝑍𝑁 strings. 𝑍𝑁 strings are extreme
points of the world sheet potential 𝑉1+1 , therefore a value of 𝑉1+1 at the extreme
point 𝑛𝑙 = 𝛿 𝑙𝐴0 corresponding to 𝐴0 -th 𝑍𝑁 string should be equal to string tension
(2.3.28). This gives const = 1 in (2.4.18) and leads us to the final expression for the
258
potential in the world sheet CP(𝑁 − 1) theory4
⃒√︂
)︃⃒
(︃ 𝑁
⃒
⃒
∑︁
4𝜋 ⃒ 2
⃒
𝐴 2
𝑉1+1 ≈
𝜇1 𝑚
^ + 𝜇2
𝑚𝐴 |𝑛 | − 𝑚
^ ⃒.
𝑚𝐺 ⃒
⃒
ln 𝑚𝐿 ⃒ 𝑁
(2.4.19)
𝐴=1
This potential integrated over world sheet coordinates 𝑡 and 𝑧 should be added to
the kinetic term in (2.4.3). Note, that this potential is a generalization of our result
in (2.4.18) since it includes all terms in the expansion in powers of (𝑚𝐴 − 𝑚)/
^ 𝑚.
^ For
the single trace 𝜇-deformation (2.2.3) the world sheet potential takes a particularly
simple form
𝑉1+1
⃒
⃒ 𝑁
⃒
⃒
∑︁
4𝜋
⃒
𝐴 2⃒
𝑚𝐴 |𝑛 | ⃒ .
≈
|𝜇2 | ⃒
𝐺
⃒
⃒
ln 𝑚
𝑚𝐿
(2.4.20)
𝐴=1
The potential (2.4.19) has only one minimum and one maximum at generic
Δ𝑚𝐴𝐵 . Other (𝑁 − 2) extreme points are saddle points. All these extreme points
are located at
𝑛𝐴 = 𝛿 𝐴𝐴0 ,
𝐴0 = 1, ..., 𝑁,
(2.4.21)
and associated with the 𝑍𝑁 strings. A value of the potential at a given extreme
point coincides with the tension of the 𝐴0 -th 𝑍𝑁 string,
𝑉1+1 (𝑛𝐴 = 𝛿 𝐴𝐴0 ) = 𝑇𝐴0 ,
𝐴0 = 1, ..., 𝑁.
(2.4.22)
Absolute minimum (the unique vacuum) of (2.4.19) corresponds to the 𝑍𝑁 string
associated with winding of a squark with the smallest mass.
Note that our derivation of Eq. (2.4.18) reproduced the logarithmic suppression
typical for string tensions in extreme type I superconductors (with small Higgs mass
𝑚𝐿 ), see (2.3.28) and [47].
Potential (2.4.19) is similar to the potential in the world sheet theory on the
non-Abelian string derived in [50] for 𝜇-deformed 𝒩 = 2 QCD in the limit of small
𝜇. In this case the world sheet theory is heterotic CP(𝑁 − 1) model with 𝒩 = (0, 2)
supersymmetry. For small 𝜇 the world sheet potential obtained in [50] can be written
in the form
𝜇→0
𝑉1+1
⃒√︂
(︃ 𝑁
)︃⃒
⃒ 2
⃒
∑︁
⃒
⃒
𝐴 2
= 4𝜋 ⃒
𝜇1 𝑚
^ + 𝜇2
𝑚𝐴 |𝑛 | − 𝑚
^ ⃒.
⃒ 𝑁
⃒
(2.4.23)
𝐴=1
4
Although (2.4.19) seems to be logical, it cannot be correct for arbitrary mass differences Δ𝑚𝐴𝐵 . This can
be seen from e.g. considering the U(𝑁 = 2) model with masses 𝑚1 = −𝑚2 . The resolution of this issue is still
unknown, but note that at large Δ𝑚𝐴𝐵 it makes less sense to even introduce the moduli 𝑛𝐴 .
259
It differs from the one in (2.4.19) by the absence of the logarithmic suppression.
This has a natural explanation. At small 𝜇 in much the same way as in our case the
saddle points of the world sheet potential correspond to the 𝑍𝑁 strings and relation
(2.4.22) is still valid. On the other hand in the limit of small 𝜇 the 𝑍𝑁 strings
are BPS saturated and their tensions are given by 𝑇𝐴𝜇→0
= 2𝜋|𝜉𝐴0 |, see [50]. This
0
explains the absence of the logarithmic suppression in the potential (2.4.23).
2.4.3
Mass spectrum on the string
Let us assume that 𝑚1 is the smallest quark mass. Then the vacuum of the
world sheet potential (2.4.19) is located at
𝑛𝐴 = 𝛿 𝐴1
(2.4.24)
min
= 𝑇𝐴=1 . Let us calculate a perturbative mass spectrum
and the minimum value 𝑉1+1
of the world sheet theory in this vacuum. Expanding
|𝑛1 |2 = 1 −
∑︁
|𝑛𝐴 |2
(2.4.25)
𝐴̸=1
and extracting the quadratic in fluctuations 𝑛𝐴 terms from potential (2.4.19), we
get masses of world sheet excitations 𝑛𝐴 , 𝐴 ̸= 1
[︀
]︀
¯1
Re
(𝜉
−
𝜉
)
𝜉
𝜋
𝐴
1
.
𝑚2𝐴̸=1 =
𝐺
𝛽 ln 𝑚
|𝜉
|
1
𝑚𝐿
(2.4.26)
Note the factor 1/(2𝛽) here that comes from the kinetic term in (2.4.3). Substituting
here the coupling 𝛽 from (2.4.11) we see that the masses of the perturbative world
sheet excitations behave as
𝑚2𝐴̸=1 ∼ 𝑚(𝑚𝐴 − 𝑚1 ) ln
𝑚𝐺
.
𝑚𝐿
(2.4.27)
The coupling constant of CP(𝑁 − 1) model grows at low energies and gets frozen
at the scale of the masses calculated above. If these masses are much larger than Λ𝐶𝑃
(2.4.13) then the world sheet theory is at weak coupling. Since Λ𝐶𝑃 is exponentially
small we see that world sheet theory is at weak coupling even at rather small mass
differences Δ𝑚𝐴𝐵 . However in the equal quark mass limit (2.2.17) when Δ𝑚𝐴𝐵 = 0
the world sheet CP(𝑁 − 1) model becomes strongly coupled.
260
Our result (2.4.19) for the world sheet potential on the non-Abelian string in
𝜇-deformed theory can be compared with the world sheet potential for the nonAbelian string in 𝒩 = 2 supersymmetric QCD with FI 𝐷-term generated by quark
mass differences, see [11] for a review. In the 𝒩 = 2 case all the 𝑍𝑁 strings are
degenerate, with tensions given by the FI parameter. The world sheet potential in
this case has 𝑁 minima located at (2.4.21) separated by shallow barriers quadratic
in Δ𝑚𝐴𝐵 . The world sheet theory has 𝒩 = (2, 2) supersymmetry and the presence
of 𝑁 vacua is ensured by the Witten index for CP(𝑁 − 1) supersymmetric model.
There are kinks interpolating between these vacua which are interpreted as confined
monopoles of bulk QCD [7, 8], see Sec. 2.6 and [11] for a review.
In the limit of large 𝜇 potential (2.4.19) dominates over the quadratic in Δ𝑚𝐴𝐵
potential, and one can neglect the latter one. We see that most of the vacua present
in the 𝒩 = 2 case are lifted and the world sheet theory has a single vacuum at nonzero Δ𝑚𝐴𝐵 . Moreover, the lifted vacua are saddle points rather than local minima
and therefore classically they are unstable. This means that there are no kinks in
the world sheet theory.
Thus we come to the conclusion that confined monopoles present in 𝒩 = 2 QCD
with FI term do not survive large 𝜇 limit when 𝜇-deformed theory flows to 𝒩 = 1
QCD, provided that Δ𝑚𝐴𝐵 are non-zero. Only when Δ𝑚𝐴𝐵 = 0, the potential
(2.4.19) vanishes (and the world sheet theory enters into the strong coupling), and we
can consider kinks/confined monopoles. We will discuss this case below in Sec. 2.6.
2.5
Fermion zero modes
In this section we consider the fermion zero modes of the non-Abelian string.
First we briefly review the limit of small 𝜇, see [11] for a more detailed review. In
this limit deformation superpotential (2.2.2) reduces to the FI 𝐹 -term and does not
break 𝒩 = 2 supersymmetry [51, 52]. In the 𝒩 = 2 limit both superorientational
and supertranslational fermion zero modes of the non-Abelian string can be obtained
by a supersymmetry transformation of the bosonic string solution [7, 18, 25]. Next
we gradually increase 𝜇 and study perturbations of superorientational zero modes
at small 𝜇. We show that all the superorientational fermion zero modes are lifted
by the 𝜇-deformation. As a result fermionic moduli which become fermion fields
261
in the two dimensional low energy CP(𝑁 − 1) model on the string acquire masses.
Eventually they disappear from the world sheet theory in the large 𝜇 limit. Finally
we comment on supertranslational fermion zero modes which in much the same way
as in 𝒩 = 2 theory can be obtained by supersymmetry transformations from the
bosonic string solution.
2.5.1
Superorientational modes in 𝒩 = 2 limit
The fermionic part of the 𝒩 = 2 QCD defined by superpotentials (2.2.1) and
(2.2.2) (before integrating out adjoint fields) is as follows:
ℒ4d =
𝑖 U(1)
2𝑖
SU(𝑁 )
𝒟𝜆
/ 𝑓 SU(𝑁 ) + 2 𝜆𝑓 𝜕/ 𝜆𝑓 U(1) + Tr 𝑖 𝜓 ∇𝜓
Tr 𝜆𝑓
/ + Tr 𝑖 𝜓̃︀∇
/ 𝜓̃︀
2
𝑔2
𝑔1
⎧
⎫
√
U(1) 𝑓
U(1) 𝑓
U(1) ̃︀⎭
𝑓 U(1)
𝑓
̃︀
⎩
𝜓 + 𝜓𝜆𝑓 𝑞 + 𝜓𝜆𝑓 𝑞 + 𝑞 𝜆𝑓 𝜓
+ 𝑖 2 Tr 𝑞 𝑓 𝜆
√
⎧
⎫
SU(𝑁 ) 𝑓
SU(𝑁 ) 𝑓
SU(𝑁 ) ̃︀⎭
𝑓 SU(𝑁 )
𝑓
̃︀
⎩
+ 𝑖 2 Tr 𝑞 𝑓 𝜆
𝜓 + 𝜓𝜆𝑓
𝑞 + 𝜓𝜆𝑓
𝑞 + 𝑞 𝜆𝑓
𝜓
√
(︂
1 U(1)
+ 𝑖 2 Tr 𝜓̃︀
𝑎
+
2
(︂
√
1 U(1)
𝑎
+
+ 𝑖 2 Tr 𝜓
2
√︂
⎧
𝑁 ⎪(︁ 2 U(1) )︁2
− 2
𝜇1 ⎩ 𝜆
2
(2.5.1)
)︂
𝑚𝐴
SU(𝑁 )
√ + 𝑎
𝜓
2
)︂
𝑚𝐴
√ + 𝑎SU(𝑁 ) 𝜓̃︀
2
⎧(︁
(︁
)︁2 ⎫
)︁2
(︁
)︁2 ⎫
U(1) ⎪
SU(𝑁 ) ⎪
2
SU(𝑁
)
⎪
⎭ − 𝜇2 Tr ⎩ 𝜆
⎭,
+ 𝜆2
+ 𝜆2
where derivatives acting on fermion fields are defined by the 𝜎-matrices, for example
𝑘𝐴
∇
/̄ = ∇𝜇 𝜎 𝜇𝛼𝛼
˙ , and a color-flavor matrix notation is used for the quark fermions 𝜓𝛼 ,
𝛼
𝜓˜𝐴𝑘
. Index 𝑓 is SU(2)𝑅 index of the 𝒩 = 2 theory, 𝑞 𝑓 = (𝑞, 𝑞),
̃︀ 𝜆𝑓𝛼 = (𝜆1𝛼 , 𝜆2𝛼 ).
Note the 𝜇-deformation mass terms for the 𝑓 = 2 gauginos in (2.5.1). In the 𝒩 = 2
limit these terms vanish.
A string solution in the 𝒩 = 2 limit at small 𝜇 is 1/2 BPS, which means that half
of the supercharges of the 𝒩 = 2 theory act trivially on solution (2.3.2), provided
the orientational vector 𝑛𝑙 is a constant vector. Namely, the four supercharges (out
of eight supercharges 𝑄𝛼𝑓 ) that satisfy the constraints
𝑄21 = 𝑄22 ,
𝑄11 = − 𝑄12 .
(2.5.2)
262
act trivially on the BPS string in the 𝒩 = 2 theory with the FI 𝐹 -term [7, 11, 52].
The other four supercharges generate four supertranslational modes which are
superpartners of the two translational modes.
However once the orientational vector 𝑛𝑙 acquires a slow 𝑡 and 𝑧 dependence,
the supercharges selected by (2.5.2) become supersymmetry generators acting in the
𝒩 = (2, 2) supersymmetric CP(𝑁 − 1) model on the string world sheet [7]. This
allows one to obtain the orientational fermionic zero modes from a bosonic solution
using supersymmetry transformations selected by (2.5.2) [7, 11]. The result is
𝜓 2̇ =
𝜑21 − 𝜑22
· 𝑛𝜉¯𝐿 ,
𝜑2
𝜓̃︀1̇ =
𝜑21 − 𝜑22
−
· 𝜉𝑅 𝑛
¯,
𝜑2
11 SU(𝑁 )
𝜆
22 SU(𝑁 )
𝜆
𝜆12
SU(𝑁 )
=
𝑥1 − 𝑖 𝑥2
𝜑1
· 𝑛𝜉¯𝐿
𝑖 𝑓𝑊
𝜑2
𝑟2
=
𝑥1 + 𝑖 𝑥2
𝜑1
− 𝑖 𝑓𝑊
· 𝜉𝑅 𝑛
¯
𝜑2
𝑟2
= 𝜆11
SU(𝑁 )
,
𝜆21
SU(𝑁 )
(2.5.3)
=
− 𝜆22
SU(𝑁 )
,
where we suppress color and flavor indices while superscripts of adjoint fermions
mean 𝜆𝛼𝑓 .
Note that the bosonic profile functions of the string 𝜑1,2 (𝑟), 𝑓 (𝑟) and 𝑓𝑊 in this
section are the profile functions of the BPS string in the 𝒩 = 2 limit of small 𝜇 rather
than the string profile functions of Sec. 2.3.2, which corresponds to the large 𝜇 limit.
Former are solutions of first order equations rather than second order equations
(2.3.7). They satisfy boundary conditions (2.3.4) and were found numerically in [6],
see [11] for a review.
𝑙
The Grassmann variables 𝜉𝑅,𝐿
, 𝑙 = 1, ..., 𝑁 in (2.5.3) are proportional to the
parameters of the supersymmetry transformations 𝜖𝛼𝑓 selected by (2.5.2), namely
𝜉𝐿𝑙 ∼ 𝜖21 + 𝜖22 ,
𝜉𝑅𝑙 ∼ 𝜖12 − 𝜖11 .
(2.5.4)
These parameters become fermion fields (superpartners of 𝑛𝑙 ) in the effective world
sheet CP(𝑁 − 1) model once we allow their slow dependence on the world sheet
263
coordinates 𝑡 and 𝑧 [7, 11]. They are subject to the conditions
𝑙
𝑛𝑙 𝜉𝐿,𝑅
= 0,
(2.5.5)
which are a supersymmetric generalization of the CP(𝑁 − 1) condition |𝑛|2 = 1.
2.5.2
Small 𝜇 expansion for fermion orientational zero modes
As we switch on the mass terms for the 𝑓 = 2 gauginos (see the last line in
(2.5.1)), the theory becomes 𝒩 = 1 supersymmetric and half of the supercharges
𝑄𝛼𝑓 =2 are lost. There are no SUSY transformations which act trivially on the string
with constant 𝑛𝑙 (they were used to generate superorientational modes in 𝒩 = 2
limit), and the string is no longer BPS. Therefore, to calculate zero modes one has
to solve the Dirac equations.
Note that for the case of the massless 𝜇-deformed theory with FI 𝐷-term considered in [25] the supercharges that act trivially on the string with constant 𝑛𝑙 in the
𝒩 = 2 limit are 𝑄12 and 𝑄21 instead of the linear combinations selected by (2.5.2).
Therefore as we switch on the 𝜇-deformation only one (two real) of the above supercharges is lost, namely 𝑄12 . The other one (two real), 𝑄21 , still acts trivially and
ensures that the string is still BPS-saturated. In our case all four supercharges of
𝒩 = 1 theory 𝑄𝛼1 act non-trivially on the string. This is the reason why the string
ceases to be a BPS one as we switch on 𝜇.
264
Dirac equations which follow from action (2.5.1) read
√︂
⎧
⎫
√
𝑖 (︁ 𝑓 U(1) )︁
⎩𝜓𝑞 𝑓 + 𝑞 𝑓 𝜓̃︀⎭ − 4 𝛿 𝑓 𝑁 𝜇1 𝜆𝑈2 (1) = 0 ,
𝜕
/
𝜆
+
𝑖
2
Tr
2
𝑔12
2
⎧
⎫
√
𝑖 (︁ 𝑓 SU(𝑁 ) )︁𝑎
𝑎SU(𝑁 )
𝑎 𝑓
𝑓 𝑎 ̃︀⎭
⎩
𝒟𝜆
/
+ 𝑖 2 Tr 𝜓𝑇 𝑞 + 𝑞 𝑇 𝜓 − 𝛿2𝑓 𝜇2 𝜆2
= 0,
2
𝑔2
⎧
{︂
}︂⎫
}︁
←
−
√ ⎪ {︁ 𝑓 U(1)
1
𝑚
⎪
𝐴
− 𝑖 𝜓∇
/ + 𝑖 2⎪
+ 𝜆𝑓 SU(𝑁 ) + 𝜓̃︀
𝑎U(1) + √ + 𝑎SU(𝑁 ) ⎪
⎩𝑞 𝑓 𝜆
⎭ = 0,
2
2
⎧
{︂
}︂ ⎫
}︁
√ ⎪{︁ U(1)
1
𝑚
⎪
𝐴
SU(𝑁 )
𝑞𝑓 +
𝑎U(1) + √ + 𝑎SU(𝑁 ) 𝜓 ⎪
𝑖∇
/ 𝜓̃︀ + 𝑖 2 ⎪
⎩ 𝜆𝑓 + 𝜆𝑓
⎭ = 0,
2
2
(2.5.6)
⎧
{︂
}︂ ⎫
}︁
√ ⎪{︁ U(1)
1
𝑚
⎪
𝐴
SU(𝑁
)
𝑞𝑓 +
𝑎U(1) + √ + 𝑎SU(𝑁 ) 𝜓̃︀⎪
𝑖∇𝜓
/ + 𝑖 2⎪
⎩ 𝜆𝑓 + 𝜆𝑓
⎭ = 0,
2
2
⎧
}︂⎫
{︂
}︁
√ ⎪ 𝑓 {︁ U(1)
←
−
𝑚
1
⎪
𝐴
SU(𝑁
)
− 𝑖 𝜓̃︀ ∇
/ + 𝑖 2⎪
+𝜓
𝑎U(1) + √ + 𝑎SU(𝑁 ) ⎪
⎭ = 0.
⎩𝑞 𝜆𝑓 + 𝜆𝑓
2
2
To simplify the problem we will use below the following strategy. We consider the
region of small 𝜇 and look for solutions of the Dirac equations above perturbatively in
𝜇. Of course, zero modes (2.5.3) satisfy Dirac equations (2.5.6) [18, 25] at 𝜇 = 0. We
take these modes as a zero order solutions and solve for perturbations proportional
to 𝜇.
Similar method was used in [18, 25] for a massless 𝜇-deformed theory with a
FI 𝐷-term. In that case it was shown that the orientational fermion zero modes
survive the 𝜇-deformation, however, their profile functions become deformed. Below
we will show that in our case of 𝜇-deformed theory with massive quarks without the
FI 𝐷-term the answer is different: orientational fermion zero modes do not survive
the 𝜇-deformation.
In analogy with the method of [25] we will use an ansatz for the superorientational
modes:
𝜆1𝑓
𝜆2𝑓
SU(𝑁 )
SU(𝑁 )
𝑥1 − 𝑖𝑥2 1𝑓
𝜆+ (𝑟) 𝑛𝜉 𝐿 + 2 𝜆1𝑓
− (𝑟) 𝜉𝐿 𝑛 ,
𝑟
𝑥1 + 𝑖𝑥2 2𝑓
= 2
𝜆+ (𝑟) 𝜉𝑅 𝑛 + 2 𝜆2𝑓
− (𝑟) 𝑛𝜉 𝑅 ,
𝑟
= 2
(2.5.7)
265
𝑥1 − 𝑖𝑥2 ̃︀
̃︀
̃︀
𝜓 1̇ = 2 𝜓 1̇+ (𝑟) 𝜉𝑅 𝑛 + 2
𝜓 1̇− (𝑟) 𝑛𝜉 𝑅 .
𝑟
𝑥1 + 𝑖𝑥2 ̃︀
̃︀
̃︀
𝜓 2̇ = 2 𝜓 2̇+ (𝑟) 𝑛𝜉 𝐿 + 2
𝜓 2̇− (𝑟) 𝜉𝐿 𝑛 .
𝑟
(2.5.8)
𝑥1 − 𝑖𝑥2
𝜓 1̇ = 2 𝜓 1̇+ (𝑟) 𝜉𝑅 𝑛 + 2
𝜓 1̇− (𝑟) 𝑛𝜉 𝑅 .
𝑟
𝑥1 + 𝑖𝑥2
𝜓 2̇ = 2 𝜓 2̇+ (𝑟) 𝑛𝜉 𝐿 + 2
𝜓 2̇− (𝑟) 𝜉𝐿 𝑛 .
𝑟
Here 𝜆+ (𝑟) and 𝜓+ (𝑟) represent "undeformed" profile functions present in the 𝒩 = 2
case, while 𝜆− (𝑟) and 𝜓− (𝑟) are the "perturbations" due to 𝜇-deformation. Of course
this terminology makes sense only in the small 𝜇 limit, then "-" -components will
be of order 𝜇. More generally, the ”+” profile functions are expanded in even powers
of 𝜇, while ”-” components are expanded in odd powers of 𝜇.
Let us consider the equations for the perturbative "-" -components (solutions
for the "+" -components are given by (2.5.3) up to the 𝑂(𝜇2 ) terms). Half of them
are very similar to those solved in [25]. If we denote
21
𝜆22
− − 𝜆− ≡ 𝜆− ,
then two of these equations for 𝜆− and 𝜓̃︀1̇− take the form
1
1
𝜕𝑟 𝜓̃︀1̇− (𝑟) + 𝜓̃︀1̇− (𝑟) −
(𝑓 + 𝑓𝑊 (𝑁 − 1)) 𝜓̃︀1̇− (𝑟) + 𝑖𝜑2 𝜆− = 0
𝑟
𝑁𝑟
𝑓𝑊
𝑖 𝑓 𝑊 𝜑1
− 𝜕𝑟 𝜆− −
= 0
(2.5.9)
𝜆− + 𝑖 𝑔22 𝜑2 𝜓̃︀1̇− (𝑟) − 𝜇2 𝑔22
𝑟
2 𝑟 𝜑2
These equations can be solved in much the same way as in [25]. The solutions are
)︀
𝑟 (︀ 2
𝜑1 − 𝜑22 + 𝑂(𝜇3 ) ,
8𝜑1
⎧
⎫
𝜑1 ⎪
𝜑2
22
21
2 𝑖 ⎪
⎭ + 𝑂(𝜇3 ) . (2.5.10)
+
= 𝜆− − 𝜆− = − 𝜇2 𝑔2 ⎩(𝑓𝑊 − 1)
4
𝜑1
𝜑2
𝜓̃︀1̇− =
𝜆−
− 𝜇2 𝑔22
11
Another pair of the profile functions 𝜓 2̇− and (𝜆12
− + 𝜆− ) satisfies the same equations
(2.5.9). Hence the solution reads
𝜓 2̇− = 𝜓̃︀1̇− ,
11
𝜆12
= 𝜆− .
− + 𝜆−
(2.5.11)
266
Let us study behavior of these solutions in the limits 𝑟 → ∞ and 𝑟 → 0. The
bosonic profile functions fall off exponentially at infinity
𝑓𝑊 (𝑟) ∼ exp{−𝑚𝐺 𝑟},
√︀
𝜑1,2 − 𝜉 ∼ exp{−𝑚𝐺 𝑟},
(2.5.12)
while their behavior at 𝑟 → 0 is as follows:
𝑓𝑊 (𝑟) − 1 ∼ 𝑟2 ,
𝜑1 ∼ 𝑟,
𝜑2 ∼ const,
(2.5.13)
see (2.3.4).
From this behavior we see that fermion zero modes (2.5.10), (2.5.11) are normalizable. They fall off exponentially at 𝑟 → ∞ and are regular at 𝑟 → 0.
Now consider solutions for the other components. They turn out to be more
complicated. Denoting
21
𝜆22
− + 𝜆− ≡ 𝜆(1) ,
one gets:
𝜕𝑟 𝜓 1̇− (𝑟) +
− 𝜕𝑟 𝜆(1)
1
1
𝜓 1̇− (𝑟) +
(𝑓 − 𝑓𝑊 ) 𝜓 1̇− (𝑟) + 𝑖𝜑1 𝜆(1) = 0 ,
𝑟
𝑁𝑟
𝑓𝑊
𝑖 𝑓 𝑊 𝜑1
−
𝜆(1) + 𝑖 𝑔22 𝜑1 𝜓 1̇− (𝑟) − 𝜇2 𝑔22
= 0.
𝑟
2 𝑟 𝜑2
(2.5.14)
So far solutions for our equations were given by certain algebraic combinations of
the bosonic profile functions. However, for the functions 𝜓 1̇− and 𝜆(1) it is not the
case. The above equations are solved in Appendix B. The solutions are given by
Eqs. (B.1.6) and (B.1.7).
11
Two remaining modes 𝜓̃︀2̇− and (𝜆12
− − 𝜆− ) satisfy the same equations (2.5.14).
Therefore these modes are given by the same expressions,
𝜓̃︀2̇− (𝑟) = 𝜓 1̇− (𝑟),
11
𝜆12
− − 𝜆− = 𝜆(1) (𝑟).
(2.5.15)
Solutions (B.1.6) and (B.1.7) fall off exponentially at infinity, however, the behavior of the field 𝜆 in (B.1.7) is singular at 𝑟 → 0, namely it is proportional to
1/𝑟. This means that these modes are non-renormalizable. Our perturbative approach does not work: the corrections to (2.5.3) proportional to 𝜇 turn out to be
non-normalizable. We will show in the next subsection that the resolution of this
puzzle is that the fermion orientational modes get lifted by the 𝜇-deformation.
267
2.5.3
Lifted fermion orientational modes
Let us consider instead of Dirac equations (2.5.6) equations with a non-zero
eigenvalue for quark fermions, namely
(︃
{︁
}︁
←
−
√
𝑓 U(1)
𝑓 SU(𝑁 )
− 𝑖 𝜓∇
+𝜆
/ + 𝑖 2 𝑞𝑓 𝜆
{︂
1 U(1)
𝑚𝐴
+ 𝜓̃︀
𝑎
+ √ + 𝑎SU(𝑁 )
2
2
√
𝑖∇
/ 𝜓̃︀ + 𝑖 2
(︃
}︂ )︃
=
− 𝑚𝑜𝑟 𝜓̃︀ , (2.5.16)
}︂ )︃
+ 𝑎SU(𝑁 ) 𝜓
=
− 𝑚𝑜𝑟 𝜓 . (2.5.17)
}︁
{︁
U(1)
SU(𝑁 )
𝑞𝑓
+ 𝜆𝑓
𝜆𝑓
{︂
+
1 U(1)
𝑚𝐴
𝑎
+ √
2
2
with the mass 𝑚𝑜𝑟 to be determined from the condition of normalizability of superorientational modes.
Proceeding exactly as it was done in the previous subsection, instead of
Eqs. (2.5.14) we arrive at
𝜑21 − 𝜑22
1
1
𝜕𝑟 𝜓 1̇− (𝑟) + 𝜓 1̇− (𝑟) +
(𝑓 − 𝑓𝑁 ) 𝜓 1̇− (𝑟) + 𝑖𝜑1 𝜆(1) = 𝑚𝑜𝑟
,
𝑟
𝑁𝑟
2𝜑2
− 𝜕𝑟 𝜆(1) −
𝑓𝑁
𝑖 𝑓𝑁 𝜑1
𝜆(1) + 𝑖 𝑔22 𝜑1 𝜓 1̇− (𝑟) − 𝜇2 𝑔22
𝑟
2 𝑟 𝜑2
= 0.
(2.5.18)
We consider these equations in the Appendix B. The solutions are given by (B.1.8)
and (B.1.9). The condition of regularity of these solutions at 𝑟 → 0 gives the
eigenvalue
𝜇2 𝑔22
𝑚𝑜𝑟 =
−
∫︁∞
0
𝑓𝑁2 (𝑦)𝜑21 (𝑦)
d𝑦
𝑦𝜑22 (𝑦)
∫︁∞
1 − 2
0
.
(2.5.19)
𝑓 2 (𝑦)𝜑2 (𝑦)
d𝑦 𝑁 2 1
𝑦𝜑2 (𝑦)
11
Solutions for 𝜓̃︀2̇− and the combination (𝜆12
− − 𝜆− ) satisfy the same equations
(2.5.18) and are related to solutions (B.1.8) and (B.1.9) via (2.5.15).
268
2.5.4
Effective action in the orientational sector
Now to see the effect of lifting of the orientational fermion zero modes let us derive
a fermionic part of the two-dimensional effective action on the string world sheet
with the 𝑂(𝜇) accuracy. In order to do so, we assume a slow 𝑡 and 𝑧 dependence
𝑙
, substitute our ansatz (2.5.7), (2.5.8) into the four
of the fermionic moduli 𝜉𝐿,𝑅
dimensional fermion action (2.5.1) and integrate over 𝑥1 , 𝑥2 . Kinetic terms for bulk
fermions (containing derivatives 𝜕0 and 𝜕3 ) produce corresponding kinetic terms for
two-dimensional fermions, and mass terms are generated because fermionic modes
are now lifted. The result for the quadratic terms in the two dimensional fermionic
action is
{︂
∫︁
𝒮2d =
𝑑𝑡𝑑𝑧
}︂
4𝜋 ¯
(𝜉𝐿 𝑖𝜕𝑅 𝜉𝐿 + 𝜉¯𝑅 𝑖𝜕𝐿 𝜉𝑅 ) + 𝑚𝑜𝑟 𝛾 (𝜉¯𝑅 𝜉𝐿 + 𝜉¯𝐿 𝜉𝑅 ) + · · · ,
2
𝑔2
(2.5.20)
where dots stand for higher order terms in fields and
∫︁
∫︁
𝑑𝑥1 𝑑𝑥2 |𝜓 2̇+ |2 ,
𝛾 = − 4 𝑑𝑥1 𝑑𝑥2 𝜓̃︀1̇+ 𝜓 2̇+ = 4
(2.5.21)
while
𝜕𝑅 = 𝜕0 + 𝑖 𝜕3 ,
𝜕𝐿 = 𝜕0 − 𝑖 𝜕3 .
𝑙
We see that all two-dimensional fermionic fields 𝜉𝐿,𝑅
become massive with mass 𝑚𝑜𝑟
proportional to 𝜇. We expect that in the limit of large 𝜇 these fermions decouple
from bosonic CP(𝑁 − 1) model (2.4.3).
2.5.5
Supertranslational zero modes
As we already mentioned, supertranslational modes can be obtained via a supersymmetry transformation from bosonic string solution even in the 𝜇-deformed
theory. String solution ceases to be a BPS one, and all of the four remaining supercharges 𝑄𝛼1 of the 𝒩 = 1 theory act non-trivially on the string solution. Much
in the same way as the bosonic translational modes, the supertranslational ones
decouple from orientational CP(𝑁 − 1) model and are described by free fermions
on the string world sheet. This can be anticipated on general grounds. To see this
𝑙
note that the orientational fermion fields 𝜉𝐿,𝑅
become heavy at large 𝜇 and without
them we cannot construct interaction terms of 𝑛𝑙 and supertranslational moduli 𝜁𝐿,𝑅
269
compatible with symmetries of the theory (if we do not consider higher derivative
corrections).
For the sake of completeness we construct explicitly supertranslational zero modes in the large 𝜇 limit, acting by 𝒩 = 1 supersymmetry transformations on the
string solution of Sec. 2.3. The 𝒩 = 1 supersymmetry transformations have the
form
√ 𝛼 ¯ 𝑘𝐴
√
𝑘𝐴 𝛼
¯
2
∇
/
𝑞
𝜖
+
2 𝜖¯ 𝐹˜
,
𝛿 𝜓¯˜𝛼𝑘𝐴
=
𝑖
𝛼𝛼
˙
˙
√
√
¯/𝛼𝛼
𝛿 𝜓¯𝛼𝐴𝑘
= 𝑖 2∇
¯𝐴𝑘 𝜖𝛼 + 2 𝜖¯𝛼 𝐹¯𝑘𝐴 ,
˙
˙ 𝑞
(2.5.22)
where the 𝐹 -terms are given by derivatives of the superpotential (2.2.6),
)︁
𝜕𝒲
𝛼
𝑖 (︁
𝐶
𝐶
𝑞˜𝐶𝑘 (˜
𝑞𝐴 𝑞 ) − (˜
𝑞𝐶 𝑞 )˜
𝑞𝐴𝑘 + 𝑚˜
𝑞𝐴𝑘
− 𝑘𝐴 =
𝜕𝑞
𝜇2
𝑁
)︁
𝛼
𝑖 (︁
𝐶
𝐶
𝜙𝐶𝑘 (𝜙𝐴 𝜙 ) − (𝜙𝐶 𝜙 )𝜙𝐴𝑘 + 𝑚𝜙𝐴𝑘 ,
=
𝜇2
𝑁
)︁
𝜕𝒲
𝑖 (︁ 𝑘𝐶
𝛼
¯
𝑘𝐴
𝐴
𝐶 𝑘𝐴
˜
𝐹
= −
=
𝑞 (˜
𝑞𝐶 𝑞 ) − (˜
𝑞𝐶 𝑞 )𝑞
+ 𝑚𝑞 𝑘𝐴
𝜕 𝑞˜𝐴𝑘
𝜇2
𝑁
(︁
)︁
𝛼
𝑖
𝐶
𝑘𝐴
𝑘𝐶
𝐴
=
𝜙 (𝜙𝐶 𝜙 ) − (𝜙𝐶 𝜙 )𝜙
+ 𝑚𝜙𝑘𝐴 ,
𝜇2
𝑁
where we also used (2.3.1).
𝐹¯𝐴𝑘 =
(2.5.23)
(2.5.24)
Consider first the region of intermediate 𝑟, in the range 1/𝑚𝐺 . 𝑟 . 1/𝑚𝐿 . As
we will see, the fermion zero modes behave as 1/𝑟. This will give us leading logarithmic contributions to the kinetic terms for fermions of two dimensional effective
theory on the string world sheet.
To calculate the fermionic modes one should substitute bosonic solutions (2.3.16)
into the transformations (2.5.22). In (2.5.22), the first terms in the first and second
lines give 1/𝑟 contributions, whereas the 𝐹 -terms adds constant and logarithmic
terms, which does not produce leading logarithmic terms in the effective action. We
270
neglect these last terms, and get non-zero fermionic profiles
√
𝑥1 − 𝑖 𝑥2 1
𝜉
√ 𝜁𝑅 ,
𝜓 1̇ ≈ (𝑛𝑛)
𝑟
𝑟 ln 𝑔2 𝜉
𝑚𝐿
√
𝑥1 + 𝑖 𝑥2 1
𝜉
√ 𝜁𝐿 ,
𝜓 2̇ ≈ (𝑛𝑛)
𝑟
𝑟 ln 𝑔2 𝜉
𝑚𝐿
√
𝑥1 − 𝑖 𝑥2 1
𝜉
̃︀
√ 𝜁𝑅 ,
𝜓 1̇ ≈ (𝑛𝑛)
𝑟
𝑟 ln 𝑔2 𝜉
𝑚𝐿
√
𝑥1 + 𝑖 𝑥2 1
𝜉
̃︀
√ 𝜁𝐿 .
𝜓 2̇ ≈ (𝑛𝑛)
𝑟
𝑟 ln 𝑔2 𝜉
𝑚𝐿
(2.5.25)
One can see that these modes are indeed proportional to 1/𝑟. Here 𝜁𝐿,𝑅 are the Grassmann parameters generated by supersymmetry transformations, 𝜁𝐿 =
√1 𝜖1 ,
2
𝜁𝑅 =
− √12 𝜖2 . These parameters become fermionic fields in the two dimensional effective
theory on the string world sheet.
The region of small 𝑟, 𝑟 ≪ 1/𝑚𝐺 does not contribute because quark fields vanish
in this limit.
To find the effective world sheet action, one should substitute solutions (2.5.25)
into four-dimensional fermionic action (2.5.1). For the kinetic term, we obtain:
ℒ2d = 2𝜋𝜉 𝐼𝜉 (𝜁¯𝐿 𝑖𝜕𝑅 𝜁𝐿 + 𝜁¯𝑅 𝑖𝜕𝐿 𝜁𝑅 ) ,
(2.5.26)
where the normalization constant is
𝐼𝜉 =
2𝑁
.
𝑊
ln 𝑚
𝑚𝐿
(2.5.27)
As we already mentioned, deriving this effective action we integrated over the transversal coordinates in the range 1/𝑚𝐺 . 𝑟 . 1/𝑚𝐿 . The integral over 𝑟 is logarithmically enhanced. The contributions of other regions do not have logarithmic
enhancement and can be neglected.
We see that (2.5.26) is the action for free fermions which decouples from the
orientational sector given by CP(𝑁 − 1) model (2.4.3).
2.6
Physics of the world sheet theory and confined monopoles
As we have seen above the fermionic fields 𝜉 𝑙 of the effective world sheet theory
become heavy in the large 𝜇 limit and decouple. Moreover, the translational sector
271
is free and does not interact with the orientational sector. Thus, our effective world
sheet theory on the non-Abelian string is given by bosonic CP(𝑁 -1) model (2.4.3)
without fermions in the large 𝜇 limit. If quark masses are small but not equal, the
orientational moduli 𝑛𝑙 are lifted by shallow potential (2.4.19).
As we already mentioned, our four dimensional bulk theory is in the Higgs phase
where squarks develop condensate (2.2.18). Therefore ’t Hooft-Polyakov monopoles
present in the theory in the 𝒩 = 2 limit of small 𝜇 are confined by non-Abelian
strings. In fact in U(𝑁 ) gauge theories confined monopoles are junctions of two
distinct strings [7, 8, 33]. In the effective world sheet theory on the non-Abelian
string they are seen as kinks interpolating between different vacua of CP(𝑁 − 1)
model, see [11] for a review.
The question of the crucial physical importance is whether monopoles survive
the limit of large 𝜇 when the the bulk theory flows to 𝒩 = 1 QCD. Quasiclassically
we do not expect this to happen. From a quasiclassical point of view, the very
existence of ’t Hooft-Polyakov monopoles relies on the presence of adjoint scalars
which develop VEVs. At large 𝜇 adjoint fields become heavy and decouple in our
bulk theory, so quasiclassically we do not expect monopoles to survive.
We will see now that in quantum theory the story becomes more interesting.
Confined monopoles are represented by kinks of CP(𝑁 − 1) model on the nonAbelian string. Therefore to address the above problem we have to study kinks
in the world sheet theory. Certain results in this direction were already obtained.
As we mentioned before, in the framework of massless 𝜇-deformed 𝒩 = 2 QCD
with FI 𝐷-term it was shown that the effective theory on the string world sheet is
heterotic 𝒩 = (0, 2) supersymmetric CP(𝑁 − 1) model [17, 18, 23, 25]. This model
has 𝑁 degenerative vacua and kinks interpolating between them. This means that
kinks/confined monopoles do survive the large 𝜇 limit in the above mentioned theory.
In this Chapter we study a more ”realistic” version of 𝜇-deformed theory without the FI 𝐷-term. This theory flows to 𝒩 = 1 QCD in the large 𝜇-limit. As
we have shown the world sheet theory on the non-Abelian string reduces to nonsupersymmetric CP(𝑁 − 1) model without fermions in the large 𝜇 limit. If quark
mass differences are non-zero, a potential (2.4.19) is generated. It does not have multiple local minima, therefore kinks (confined monopoles of the bulk theory) become
unstable and disappear.
272
Figure 2.1: Configuration of a string with kink and anti-kink on it. 𝑘 = 0 and 𝑘 = 1 is the
notation for the true vacuum and the first quasi-vacuum respectively.
Consider the case when quark masses are equal. Then CP(𝑁 − 1) model is at
strong coupling. This model was solved by Witten [26] in the large 𝑁 approximation. It was shown that kinks in this model are in a confinement phase. In terms
more suitable for application to monopole physics of the bulk theory this can be
understood as follows, see also [11] for a more detail review.
The vacuum structure of the CP(𝑁 − 1) model was studied in [53]. It was
shown that the genuine vacuum is unique. There are, however, of order 𝑁 quasivacua, which become stable in the limit 𝑁 → ∞ , since an energy split between
the neighboring quasi-vacua is 𝑂(1/𝑁 ). Thus, one can imagine a kink interpolating
between the true vacuum and the first quasi-vacuum and the anti-kink returning
to the true vacuum as in Fig.(2.1). Linear confining potential between kink and
anti-kink is associated with excited quasi-vacuum.
This two dimensional confinement of kinks was interpreted in terms of strings and
monopoles of the bulk theory in [49]. The fine structure of vacua in CP(𝑁 −1) model
on the non-Abelian string means that 𝑁 elementary strings are split by quantum
effects and have slightly different tensions. The difference between the tensions of
”neighboring” strings is proportional to Λ2𝐶𝑃 , see (2.4.13). Therefore monopoles, in
addition to the four dimensional confinement (which ensures that they are attached
to the string), acquire two-dimensional confinement along the string. Monopole and
antimonopole connected by a string with larger tension form a mesonic bound state.
Fig. 2.1 represents a monopole-antimonopole pair interpolating between strings
0 and 1. Energy of the excited part of the string (labeled as 1) is proportional to
the distance 𝑅 between the kink and anti-kink as
𝑉 (𝑅) ∼ Λ2𝐶𝑃 𝑅.
(2.6.1)
When it exceeds the mass of two monopoles which is of order of Λ𝐶𝑃 then the
second monopole-antimonopole pair emerges breaking the excited part of the string.
This gives an estimate for the typical length of the excited part of the string, 𝑅 ∼
273
𝑁/Λ𝐶𝑃 . Since this length grows in the large 𝑁 limit, kinks are metastable with an
exponentially small decay rate exp{−𝑁 }.
The results of this Chapter are published in the papers [19, 20].
274
CHAPTER 3
𝒩 = 1 supersymmetric QCD: investigating the
semilocal string
In the previous Chapter we studied 𝜇-deformed 𝒩 = 2 supersymmetric QCD
with the gauge group U(𝑁 ) and 𝑁𝑓 = 𝑁 flavors. To the leading order in small 𝜇
the mass term for the adjoint matter reduces to Fayet-Iliopoulos 𝐹 -term which does
not break 𝒩 = 2 supersymmetry [52, 54]. In the quark vacuum squark condensate
√
is determined by 𝜇𝑚, where 𝑚 is a quark mass. In this setup non-Abelian strings
were first found [5, 6, 7, 8] and their dynamics was well studied, see [11] for a review.
In addition to the translational zero modes typical for Abelian ANO vortex strings
[14], non-Abelian strings have orientational moduli associated with rotations of their
fluxes inside the non-Abelian SU(𝑁 ) group. The dynamics of the orientational
moduli in 𝒩 = 2 QCD is described by the two dimensional CP(𝑁 − 1) model living
on the world sheet of the non-Abelian string.
It turns out that at large 𝜇 the non-Abelian string ceases to be BPS, and world
sheet supersymmetry is completely lost. Fermionic sector of the low energy world
sheet theory decouples at large 𝜇, while the bosonic sector is given by two dimensional CP(𝑁 − 1) model. It was also shown in Chapter 2 that in the case of equal
quark masses confined monopoles seen in the world sheet theory as kinks [7, 8] survive 𝜇 deformation and present in the limit of 𝒩 = 1 SQCD. The potential in two
dimensional world sheet theory induced by quark mass differences was also found.
Non-Abelian strings in 𝒩 = 2 SQCD with “extra” quark flavors (𝑁𝑓 > 𝑁 )
were well studied in the literature. In this setting the string develops size moduli
and becomes semilocal. In particular, in the Abelian case these strings interpolate
between ANO local strings and sigma-model lumps [34, 55, 56, 57, 58]. Worldsheet theory on the semilocal non-Abelian string was first considered from a Dbrane prospective [5, 8], and later from a field theory side [59, 60, 61, 62]. In
275
particularly, in [62] it was found that the world sheet theory is the so-called 𝒩 =
(2, 2) supersymmetric 𝑧𝑛 model.
In this Chapter we continue studies of non-Abelian strings in SQCD with additional quark flavors, 𝑁𝑓 > 𝑁 and consider 𝜇 deformed theory. In particular, we
study what becomes of semilocal non-Abelian strings as we increase 𝜇 and take the
large 𝜇 limit where the theory flows to 𝒩 = 1 SQCD. First we found that much in
the same way as for 𝑁𝑓 = 𝑁 case of Chapter 2 the string is no longer BPS and the
world sheet supersymmetry is lost.
Moreover, as we switch on the deformation parameter 𝜇 the string itself ceases
to be semilocal. Considering the world sheet theory at small 𝜇 we show that string
size moduli develop a potential which forces them to shrink. Eventually in the
large 𝜇 limit size moduli decouple and the effective theory on the string reduces to
CP(𝑁 − 1) model.
We also briefly discuss the physics of confined monopoles.
3.1
Theoretical setup
3.1.1
Bulk theory
In this section we briefly describe our initial theory in the bulk. The basic
model is four-dimensional 𝒩 = 2 supersymmetric QCD with the gauge group
SU(𝑁 )×U(1). The field content of the theory is as follows. The matter consists
˜ flavors of quark hypermultiplets in the fundamental representation,
of 𝑁𝑓 = 𝑁 + 𝑁
scalar components being 𝑞 𝑘𝐴 and 𝑞̃︀𝐴𝑘 . Here, 𝐴 = 1, .., 𝑁𝑓 is the flavor index and
𝑘 = 1, .., 𝑁 is the color index. The vector multiplets consist of U(1) gauge field 𝐴𝜇
and SU(𝑁 ) gauge field 𝐴𝑎𝜇 , complex scalar fields 𝑎 and 𝑎𝑎 in the adjoint representation of the color group, and their Weyl fermion superpartners. Index 𝑎 runs from 1
to 𝑁 2 − 1, and the spinorial index 𝛼 = 1, 2.
Superpotential of the 𝒩 = 2 SQCD is
{︂
}︂
√
1
U(1) 𝐴
𝑎 𝑎 𝐴
2
𝑞̃︀𝐴 𝒜 𝑞 + 𝑞̃︀𝐴 𝒜 𝑇 𝑞
+ 𝑚𝐴 𝑞̃︀𝐴 𝑞 𝐴 ,
𝒲𝒩 =2 =
2
(3.1.1)
which includes adjoint matter chiral 𝒩 = 1 multiplets 𝒜U(1) and 𝒜SU(𝑁 ) = 𝒜𝑎 𝑇 𝑎 ,
and the quark chiral 𝒩 = 1 multiplets 𝑞 𝐴 and 𝑞̃︀𝐴 (here we use the same notation for
276
the quark superfields and their scalar components). The 𝜇 deformation considered
in this Chapter is given by the superpotential (2.2.2),
√︂
𝑁 𝜇1 (︁ U(1) )︁2
𝜇2 𝑎 2
𝒲𝒩 =1 =
𝒜
(𝒜 ) .
+
2 2
2
We assume the deformation parameters to be of the same order, 𝜇1 ∼ 𝜇2 ∼ 𝜇.
When we increase 𝜇 → ∞, 𝒩 = 2 supersymmetry becomes broken, and the theory
flows to 𝒩 = 1 SQCD. Instead in the limit of small 𝜇 this superpotential does not
break the 𝒩 = 2 supersymmetry and reduces to a Fayet–Iliopoulos 𝐹 -term [52, 54].
In order to control the theory and stay at weak coupling as we take this limit,
√
we require the product 𝜇𝑚 to stay fixed and well above Λ𝒩 =1 , which is the scale
of the SU(N) sector of 𝒩 = 1 QCD .
The bosonic part of the action is basically the same as (2.2.8):
⎧
∫︁
(︁
)︁2
1
1 (︁ U(1) )︁2
4 ⎪
SU(𝑁 )
⎪
𝑆bos =
𝑑 𝑥 ⎩ 2 Tr 𝐹𝜇𝜈
+
𝐹𝜇𝜈
+
(3.1.2)
2𝑔2
4𝑔12
⃒2
⃒
⃒2
⃒
⃒
1 ⃒⃒ U(1) ⃒⃒2
2 ⃒⃒
⃒
SU(𝑁 ) ⃒
𝐴 ⃒2
𝐴⃒
⃒
Tr ⃒∇𝜇 𝑎
+ ⃒∇𝜇 𝑞̃︀ ⃒ +
⃒ + 2 ⃒𝜕𝜇 𝑎 ⃒ + ∇𝜇 𝑞
𝑔22
𝑔1
⎫
𝐴
SU(𝑁 ) U(1) ⎭
𝑉 (𝑞 , 𝑞̃︀𝐴 , 𝑎
,𝑎 ) .
Here ∇𝜇 is the covariant derivative in the corresponding representation:
∇adj
= 𝜕𝜇 − 𝑖 [𝐴𝑎𝜇 𝑇 𝑎 , · ] ,
𝜇
𝑖 U(1)
𝐴𝜇
− 𝑖 𝐴𝑎𝜇 𝑇 𝑎 ,
2
(︀
)︀
with the SU(𝑁 ) generators normalized as Tr 𝑇 𝑎 𝑇 𝑏 = (1/2) 𝛿 𝑎𝑏 . Superpotentials
∇fund
= 𝜕𝜇 −
𝜇
(3.1.1), (3.1.1) contribute to the scalar potential 𝑉 which is given by the sum of 𝐹
277
and 𝐷 terms,
𝑉 (𝑞 𝐴 , 𝑞̃︀𝐴 , 𝑎SU(𝑁 ) , 𝑎U(1) ) =
𝑔2
= 2
2
(︂
1 𝑎𝑏𝑐 𝑏 𝑐
𝑓 𝑎 𝑎 + 𝑞 𝐴 𝑇 𝑎 𝑞 𝐴 − 𝑞̃︀𝐴 𝑇 𝑎 𝑞̃︀𝐴
2
𝑔2
)︂2
𝑔12
(𝑞 𝐴 𝑞 𝐴 − 𝑞̃︀𝐴 𝑞̃︀𝐴 )2
(3.1.3)
+
8
⃒
√ 𝜕𝒲𝒩 =1 ⃒⃒2
1 𝜕𝒲𝒩 =1 ⃒⃒2
𝑔12 ⃒⃒ 𝐴
2⃒
𝑎 𝐴
+ 2𝑔2 ⃒𝑞̃︀𝐴 𝑇 𝑞 + √
⃒𝑞̃︀𝐴 𝑞 + 2
⃒
⃒ +
2
𝜕𝑎U(1)
2 𝜕𝑎𝑎
{︃⃒(︂
)︂ ⃒2
𝑁𝑓
∑︁
⃒ 1 U(1)
⃒
𝑚
𝐴
𝑎 𝑎
𝐴⃒
⃒
√
+ 2
+
+ 𝑎 𝑇 𝑞 ⃒ +
⃒ 2𝑎
2
𝐴=1
⃒(︂
)︂ ⃒2 }︃
⃒ 1 U(1)
⃒
𝑚𝐴
𝑎 𝑎
𝐴⃒
⃒
√
+
𝑎
𝑇
𝑞
̃︀
,
𝑎
+
⃒ 2
⃒
2
where summation is implied over the repeated flavor indices 𝐴 (and over omitted
color indices, too).
Consider the case when we have one “extra” flavor, 𝑁𝑓 = 𝑁 + 1. Scalar potential
(3.1.3) has a set of supersymmetric vacua, but in this Chapter we concentrate on a
particular vacuum where the maximal number of squarks equal to 𝑁 condense. Up
to a gauge transformation, the squark vacuum expectation values are given by
⎛√
⎞
𝜉1 0
0
0 0
⎜
..
..
.. ⎟
...
⎜
0
.
.
. ⎟
1
𝑘𝐴
⎟,
⟨𝑞 𝑘𝐴 ⟩ = ⟨̃︀
𝑞 ⟩ = √ ⎜
(3.1.4)
√
..
⎜
2 ⎝ . ...
𝜉𝑁 −1 0 0 ⎟
⎠
√
0 ...
0
𝜉𝑁 0
where we write quark fields as a rectangular matrices 𝑁 × 𝑁𝑓 and 𝜉𝑃 are defined as
(2.2.14),
(︃√︂
𝜉𝑃
= 2
)︃
2
𝜇1 𝑚
̂︀ + 𝜇2 (𝑚𝑃 − 𝑚)
̂︀ ,
𝑁
𝑁
1 ∑︁
𝑚
̂︀ =
𝑚𝑃 .
𝑁
𝐴=1
If we define a scalar adjoint matrix as (2.2.5),
Φ=
1
𝑎 + 𝑇 𝑎 𝑎𝑎 ,
2
(3.1.5)
(3.1.6)
278
then the adjoint fields VEVs are given by
⎛
𝑚1 . . . 0
1 ⎜
⟨Φ⟩ = − √ ⎜
... ... ...
2⎝
0 . . . 𝑚𝑁
⎞
⎟
⎟.
⎠
(3.1.7)
The vacuum field (3.1.4) results in the spontaneous breaking of both gauge U(𝑁 )
and flavor SU(𝑁 ). However, in the equal mass limit 𝑚𝐴 ≡ 𝑚, 𝐴 = 1, ..., 𝑁𝑓 all
parameters 𝜉 become equal, 𝜉𝑃 ≡ 𝜉, 𝑃 = 1, ..., 𝑁 and a diagonal global SU(𝑁 )𝐶+𝐹
survives, or, more exactly (cf. (2.2.21), (1.1.3)):
̃︀ )𝐹 × U(1) .
U(𝑁 )gauge × SU(𝑁 )flavor → SU(𝑁 )𝐶+𝐹 × SU(𝑁
Thus, a color-flavor locking takes place in the vacuum. The presence of the colorflavor SU(𝑁 )𝐶+𝐹 global symmetry is the reason for the formation of non-Abelian
strings, see [11] for a review.
In the special case when
𝜇2 = 𝜇1
√︀
2/𝑁
≡ 𝜇,
superpotential (3.1.1) is simplified and becomes a single-trace operator
𝒲𝒩 =1 = 𝜇Tr(Φ2 ) .
3.1.2
(3.1.8)
Mass spectrum
In this section we review the mass spectrum of our bulk SQCD taking all quark
masses equal, cf. [11, 25, 52]. Due to squark condensation, the gauge bosons acquire
masses1
√︂
𝑁
𝜉,
2
√︀
= 𝑔2 𝜉 .
𝑚U(1) = 𝑔1
𝑚SU(𝑁 )
(3.1.9)
Scalar states masses are to be read off from the potential (3.1.3). Expanding
and diagonalizing the mass matrix one can find 𝑁 2 − 1 real scalars with the masses
𝑚SU(𝑁 ) and one scalar with the mass 𝑚U(1) . These are 𝒩 = 1 superpartners of
SU(𝑁 ) and U(1) gauge bosons. Other 𝑁 2 components are eaten by the Higgs
1
Here we assume for simplicity that 𝜉, 𝜇1 , 𝜇2 are real
279
mechanism. Another 2 × 2𝑁 2 real scalars ( adjoint scalars 𝑎𝑎 , 𝑎 and the half of
squarks) become scalar components of the following 𝒩 = 1 chiral multiplets: one
with mass
√︂
𝑚+
U(1) = 𝑔1
𝑁 +
𝜉𝜆 ,
2 1
(3.1.10)
and another one with mass
√︂
𝑁 −
𝜉𝜆 .
2 1
The remaining 2(𝑁 2 − 1) chiral multiplets have masses
√︁
+
𝑚SU(𝑁 ) = 𝑔2 𝜉𝜆+
2 ,
√︁
−
𝑚SU(𝑁 ) = 𝑔2 𝜉𝜆−
2 .
𝑚−
U(1) = 𝑔1
(3.1.11)
(3.1.12)
(3.1.13)
Here 𝜆±
𝑖 are roots of the quadratic equation [11, 52]
𝜆2𝑖 − 𝜆𝑖 (2 + 𝜔𝑖2 ) + 1 = 0
(3.1.14)
with
𝑔2 𝜇2
𝑔1 𝜇1
𝜔2 = √ .
(3.1.15)
𝜔1 = √ ,
𝜉
𝜉
Once 𝑁𝑓 > 𝑁 apart from the above massive scalars, we also have 4𝑁 (𝑁𝑓 − 𝑁 )
scalars which come from the extra squark flavors 𝑞 𝐾 and 𝑞̃︀𝐾 , 𝐾 = (𝑁 + 1), ..., 𝑁𝑓 .
In the equal mass limit these extra scalars are massless, and the theory enjoys a
Higgs branch
ℋ = 𝑇 * GrC (𝑁𝑓 , 𝑁 )
(3.1.16)
dimℋ = 4𝑁 (𝑁𝑓 − 𝑁 ) ,
(3.1.17)
of real dimension
cf. (1.1.4).
+
In the large 𝜇 limit, states with masses 𝑚+
U(1) and 𝑚SU(𝑁 ) become heavy with
masses ∼ 𝑔 2 𝜇 and decouple. They correspond to the adjoint matter multiplets.
−
Instead states with masses 𝑚−
U(1) and 𝑚SU(𝑁 ) become light with masses ∼ 𝜉/𝜇.
Scalar components of these multiplets are Higgs scalars. They develop VEVs (3.1.4).
In the opposite limit of small 𝜇 their masses are given by
√︂
(︂
)︂
𝑁
𝑔
𝜇
1 1
𝑚−
𝜉 1 − √ + ··· ,
U(1) = 𝑔1
2
2 𝜉
(︂
)︂
√︀
𝑔
𝜇
2
2
√ + ··· .
𝑚−
SU(𝑁 ) = 𝑔2 𝜉 1 −
2 𝜉
(3.1.18)
280
As we already mentioned 𝒩 = 2 supersymmetry is not broken in our theory to
the leading order at small 𝜇 [52, 54]. The leading order corresponds to sending
parameters 𝜔 in (3.1.15) to zero while keeping FI parameter 𝜉 ∼ 𝜇𝑚 fixed. One can
see that in the 𝒩 = 2 limit Higgs scalars are degenerate with the gauge fields 2 , but
become lighter as we switch on the 𝜇-deformation.
The ratio of squares of Higgs and gauge boson masses 𝛽 is an important parameter3 in the theory of superconductivity. Type I superconductors correspond to
𝛽 < 1, while type II superconductors correspond to 𝛽 > 1. BPS strings arise on the
border at 𝛽 = 1. We see that in our theory both parameters 𝛽,
(︃ −
)︃2
(︃ − )︃2
𝑚𝑆𝑈 (𝑁 )
𝑚𝑈 (1)
,
𝛽𝑆𝑈 (𝑁 ) =
,
𝛽𝑈 (1) =
𝑚𝑈 (1)
𝑚𝑆𝑈 (𝑁 )
(3.1.19)
are less than unity, and thus our theory is in the type I superconducting phase at
non-zero 𝜇. This will turn out to be important later.
3.2
Semilocal non-Abelian vortices
In this section we study a vortex string solution in the equal quark mass limit.
First we review previous results [62] for the BPS semilocal non-Abelian vortex string
and then consider a small 𝜇-deformation. We derive the world-sheet effective theory
for the string moduli fields in this case. For simplicity we consider the theory with
one extra quark flavor, 𝑁𝑓 = 𝑁 + 1.
3.2.1
BPS semilocal non-Abelian string
We start by reviewing the semilocal non-Abelian string in the 𝒩 = 2 limit
[62]. Once number of flavors exceed number of colors vortices have no longer the
conventional exponentially small tails of the profile functions. The presence of the
Higgs branch and associated massless fields in the bulk makes them semilocal, see
detail review of the Abelian case in [34]. The semilocal strings have a power fall-off
at large distances from the string axis. For example, the semilocal Abelian BPS
string interpolates between ANO string [14] and two-dimensional O(3) sigma-model
2
3
They belong to the same long vector 𝒩 = 2 supermultiplet [52]
To avoid confusion we clarify, that in this Chapter the 2D inverse coupling is denoted as 𝛾, whereas the letter
𝛽 is reserved for the Higgs-gauge mass ratio.
281
instanton uplifted to four dimensions (also known as the lump). For one extra
flavor the semilocal string possesses two additional zero modes parametrized by the
complex modulus 𝜌. The string’s transverse size is associated with |𝜌|. In the limit
|𝜌| → 0 in the Abelian case we recover the ANO string while at |𝜌| ≫ 1/𝑚𝑈 (1) it
becomes a lump.
Consider an infinite static string stretched along the 𝑥3 axis. We can start with
basically the same ansatz as (2.3.1), (2.3.2):
1
𝑞 𝑘𝐴 = 𝑞¯˜𝑘𝐴 = √ 𝜙𝑘𝐴 ,
2
(3.2.1)
(︂
)︂
−𝑖𝛼
𝜙 =
𝜑2 (𝑟) + 𝑛𝑛(𝜑1 (𝑟) − 𝜑2 (𝑟)) | 𝑛 𝜑3 (𝑟)𝑒
(3.2.2)
for quarks, while the gauge fields are given by
SU(𝑁 )
𝐴𝑖
U(1)
𝐴𝑖
⎧
⎫
𝑥𝑗
= 𝜀𝑖𝑗 2 𝑓𝐺 (𝑟) ⎩𝑛𝑛 − 1/𝑁 ⎭ ,
𝑟
2
𝑥𝑗
=
𝜀𝑖𝑗 2 𝑓 (𝑟) .
𝑁
𝑟
(3.2.3)
Index 𝑖 runs 𝑖 = 1, 2, all other components are zero; 𝛼, 𝑟 are polar angle and radius
in the (𝑥1 , 𝑥2 ) plane respectively. The complex parameters 𝑛𝑙 , 𝑙 = 1, .., 𝑁 obey the
CP(𝑁 − 1) constrain 𝑛𝑛 = 1. They parametrize the orientational zero modes of
the non-Abelian string which appear due to the presence of the color-flavor group
(3.1.1), see [11] for a review.
The string profile functions entering (3.2.2) and (3.2.3) satisfy first order BPS
equations. For the case
𝑔12
𝑔22
𝑔2
=
≡
(3.2.4)
2
𝑁
𝑁
the solution is particularly simple [62]. It is is parametrized by a complex size
modulus 𝜌:
√︀
𝑟
𝜉 √︀
,
𝑟2 + |𝜌|2
√︀
≈
𝜉,
√︀
𝜌
𝜌
=
𝜑1 ≈
𝜉 √︀
,
𝑟
𝑟2 + |𝜌|2
𝜑1 ≈
𝜑2
𝜑3
𝑓
= 𝑓𝐺 ≈
|𝜌2 |
.
𝑟2 + |𝜌|2
(3.2.5)
282
√
This solution is valid in the limit |𝜌| ≫ 1/(𝑔2 𝜉|𝜌|), i.e. when the scalar fields
approach the vacuum manifold (Higgs branch). Tension of the BPS string is given
by
𝑇𝐵𝑃 𝑆 = 2𝜋𝜉.
(3.2.6)
To obtain the low energy effective two dimensional theory living on the string
world sheet, one should assume 𝑛𝑃 and 𝜌 to be slowly varying functions of the
transversal coordinates 𝑡, 𝑧, and substitute the solution (3.2.5) into the action (3.1.2).
This procedure yields the effective action
{︂
∫︁
]︁}︂
4𝜋 [︁
𝐿
2
2
2𝑑
2
2
+ 2 |𝜕𝑘 𝑛𝑃 | + (𝑛𝑃 𝜕𝑘 𝑛𝑃 )
, (3.2.7)
𝑆𝑆𝑈 𝑆𝑌 =
𝑑 𝑥 2𝜋𝜉 |𝜕𝑘 (𝜌𝑛𝑃 )| ln
|𝜌|
𝑔
where the integration is carried over the coordinates 𝑥0 , 𝑥3 , see the detailed derivation in [62]. Here 𝑘 = 0, 3, and 𝐿 is an infra-red cutoff introduced for the
regularization of the logarithmic divergences of orientational and size zero modes of
the string. More exactly we introduce the string of a large but finite length 𝐿. This
also regularize the spread of string profile functions in the transverse plane [59]. The
IR divergences arise due to the slow (power) fall-off of the string profile functions
associated with the presence of the Higgs branch [59, 62].
3.2.2
Deformed world-sheet theory
When we take into account higher order 𝜇-corrections, supersymmetry in the
bulk reduces to 𝒩 = 1 , and as we already explained our theory becomes that of the
type I superconductor, cf. [52]. The string is no longer BPS saturated. To mimic
this we consider a simplified version of our theory with the bosonic action given by
{︃
∫︁
1 (︀ 𝑎 )︀2
1
𝐹
+
(𝐹𝜇𝜈 )2 + |∇𝜇 𝜙𝐴 |2
𝑆0 = 𝑑4 𝑥
𝜇𝜈
2
2
4𝑔2
4𝑔1
}︃
(︀
)︀
(︀
)︀
2
2
+ 𝜆𝑁 𝜙¯𝐴 𝑇 𝑎 𝜙𝐴 + 𝜆1 |𝜙𝐴 |2 − 𝑁 𝜉
. (3.2.8)
This model depends on two parameters – ratios of the squires of U(1)and SU(N)Higgs
and gauge boson masses given by
8𝜆1
,
𝑔12
2𝜆𝑁
= 2 ,
𝑔2
𝛽𝑈 (1) =
𝛽𝑆𝑈 (𝑁 )
(3.2.9)
283
which we identify with 𝛽-parameters (3.1.19) of our original theory . The model
above is a non-Abelian generalization the one considered in [63], where the scalar
QED was studied see also [34].
In 𝒩 = 2 supersymmetric QCD parameters 𝛽 are exactly equal to one. In this
case the the Bogomol’nyi representation produces first order equations for the string
profile functions. World sheet theory in this case is given by (3.2.7).
As we switch on 𝜇-corrections parameters 𝛽 are no longer equal to unity. Let us
write the Bogomol’nyi representation for the tension of the string
{︃ [︂
]︂2 [︂
]︂2
∫︁
(︀
)︀
(︀
)︀
𝑔
𝑔
1
1
2
1
𝑎
√ 𝐹12
+ √ 𝜙¯𝐴 𝑇 𝑎 𝜙𝐴 + √ 𝐹12 + √ |𝜙𝐴 |2 − 𝑁 𝜉
𝑇𝛽 =
𝑑2 𝑥⊥
2𝑔2
2
2𝑔1
2 2
⃒
⃒2 𝑁
+ ⃒∇1 𝜙𝐴 + 𝑖∇2 𝜙𝐴 ⃒ + 𝜉 𝐹3*
2
}︃
2
2
(︀
)︀
(︀
)︀
𝑔
𝑔
2
2
, (3.2.10)
+ 2 (𝛽𝑆𝑈 (𝑁 ) − 1) 𝜙¯𝐴 𝑇 𝑎 𝜙𝐴 + 1 (𝛽𝑈 (1) − 1) |𝜙𝐴 |2 − 𝑁 𝜉
2
8
where ⃗𝑥⊥ represents the coordinates in the transverse plane. Two extra terms written
in the last line above appear. The Bogomol’nyi bound is no longer valid. But if
the values 𝛽𝑈 (1) and 𝛽𝑆𝑈 (𝑁 ) only slightly differ from unity, then we can use the first
order equations to rewrite expressions in these extra terms as follows
(︀
)︀
𝑎
𝑔22 𝜙¯𝐴 𝑇 𝑎 𝜙𝐴 = −𝐹12
,
)︀
𝑔12 (︀ 𝐴 2
|𝜙 | − 𝑁 𝜉 = −𝐹12 .
2
(3.2.11)
In the case (3.2.4) we can use (3.2.5) to calculate the effective action. Substituting
(3.2.2), (3.2.3), (3.2.5) into (3.2.11), (3.2.10) one arrives at the deformed world-sheet
theory,
𝑆𝛽2𝑑
∫︁
=
{︂
]︁
𝐿
4𝜋 [︁
2
2
𝑑 𝑥 2𝜋𝜉 |𝜕𝑘 (𝜌𝑛𝑃 )| ln
+ 2 |𝜕𝑘 𝑛𝑃 | + (𝑛𝑃 𝜕𝑘 𝑛𝑃 )
|𝜌|
𝑔
}︂
𝛽 − 1 4𝜋
+ 2
+ · · · , , (3.2.12)
𝑔 3|𝜌|2
2
2
where now 𝛽 ≡ 𝛽𝑈 (1) = 𝛽𝑆𝑈 (𝑁 ) and the dots represent corrections in powers of
1/𝑔 2 𝜉|𝜌|2 .
We see that for non-BPS string 𝜌 is no longer a modulus. It develops a potential
proportional to the deviation of 𝛽 from unity. In particular, for type I superconductor (𝛽 < 1) the size 𝜌 tends to shrink, while for type II superconductor (𝛽 > 1) the
size 𝜌 tends to expand making the vortex unstable, cf. [34].
284
In our case, the value of 𝛽 is less then unity and is given by (3.1.18) at small 𝜇,
namely
𝑔𝜇
𝛽 = 1 − √ + ··· .
(3.2.13)
𝜉
This gives the effective world sheet action on the string
{︂
∫︁
]︁
𝐿
4𝜋 [︁
2𝑑
2
2
2
2
𝑆𝛽 =
𝑑 𝑥 2𝜋𝜉 |𝜕𝑘 (𝜌𝑛𝑃 )| ln
+ 2 |𝜕𝑘 𝑛𝑃 | + (𝑛𝑃 𝜕𝑘 𝑛𝑃 )
|𝜌|
𝑔
}︂
1
𝜇
+ ··· .
(3.2.14)
− 4𝜋 √
3𝑔 𝜉 |𝜌|2
We see that the size of the semilocal string tends to shrink and at large 𝜇 we
expect that the long-range tails of the string are not developed. The string becomes
a local non-Abelian string with only orientational moduli 𝑛𝑙 , whose world sheet
dynamics is described by CP(𝑁 − 1) model.
In fact we can argue on general grounds that as we turn on 𝜇 and make it
large the semilocal string become unstable. The semilocal string solution (3.2.5) is
”made” of massless fields associated with the Higgs branch of the theory. As we
already mentioned say, in the Abelian case this solution correspond to the instanton
of the two dimensional O(3) sigma model uplifted to four dimensions. The instanton
is essentially a BPS solution and therefore it is natural to expect that it becomes
unstable once we increase 𝜇 breaking the world sheet supersymmetry.
In particular, as we see from Bogomol’ny representation (3.2.10) extra terms
arising at 𝛽 < 1 reduce the tension of the string. This is forbidden for BPS lump
(uplifted instanton) since its tension is exactly determined by the central charge and
given by 2𝜋𝜉, see (3.2.6). As we increase 𝜇 the string is no longer BPS, 𝜌 develops
instability and shrinks leading at large 𝜇 to much lower tension, see (3.3.1) below.
3.3
Summary of results
In this Chapter we studied what happens to the non-Abelian semilocal string in
𝒩 = 2 supersymmetric QCD as we switch on the 𝜇 deformation and go to the large
𝜇 limit. We showed that the size modulus 𝜌 develops a potential and eventually
decouples as the theory flows to the 𝒩 = 1 SQCD at large 𝜇. Note that the Higgs
brunch is still there, just the string is no longer ”made” of massless fields, so the
long-range ”tails” of the string disappear.
285
Thus, the semilocal string degenerates into the local one. Non-Abelian local
strings in the large 𝜇 limit of 𝒩 = 1 SQCD were studied in Chapter 2, and now we
see that those results can be directly applied to our case 𝑁𝑓 > 𝑁 as well. Below we
briefly summarize these results.
In the large 𝜇 limit, the string tension is logarithmically suppressed,
𝑇𝑙𝑜𝑐𝑎𝑙 =
4𝜋|𝜉|
.
𝑔 2 |𝜇|
ln
|𝑚|
(3.3.1)
This should be contrasted with the BPS formula (3.2.6) valid to the leading order
at small 𝜇.
As usual the world sheet theory contains translational moduli but they decouple
from the orientational sector. The orientational sector is described by CP(𝑁 − 1)
model with the action (2.4.3),
∫︁
}︁
{︁ [︀
]︀
(1+1)
2
𝑆
= 𝑑𝑡 𝑑𝑧 𝛾 (𝜕𝑘 𝑛
¯ 𝜕𝑘 𝑛) + (¯
𝑛 𝜕𝑘 𝑛)
+ 𝑉1+1 .
Note, that orientational fermionic zero modes are all lifted (see Chapter 2) and do
not enter the low energy world sheet theory. The above world sheet theory is purely
bosonic.
Here two dimensional inverse coupling constant 𝛾 is large4 , given by (2.4.11):
𝛾∼
|𝜇|
1
.
|𝑚| ln2 𝑔2 |𝜇|
|𝑚|
At the quantum level CP(𝑁 − 1) model is asymptotically free, so the coupling 𝛾
runs and at the energy 𝐸 is given by
(︂
)︂
𝐸
,
2𝜋𝛾(𝐸) = 𝑁 log
Λ𝐶𝑃
(3.3.2)
where the scale of the world sheet theory is given by (2.4.13),
{︃(︃
)︃}︃
√︀
|𝜇|
1
Λ𝐶𝑃 ≈ 𝜉 exp
−const
.
|𝑚| ln2 𝑔2 |𝜇|
|𝑚|
4
Only in this Chapter the 2D coupling is denoted as 𝛾. In the Chapters 2 and 4 it’s 2𝛽, while in Chapters 1
and 5 it’s 𝛽.
286
We see that the scale Λ𝐶𝑃 of CP(𝑁 − 1) model above is exponentially small, so
the world sheet theory is weakly coupled in a wide region of energies ≫ Λ𝐶𝑃 . This
should be contrasted to non-Abelian string in 𝒩 = 2 QCD where world sheet theory
has a scale Λ𝐶𝑃 equal to scale Λ𝒩 =2 of the bulk SQCD [11].
In the case when the quark masses entering the Lagrangian (3.1.2) are nonidentical, a potential for 𝑛𝑃 is generated. In the simplest case when all quark
masses are positive, this potential is given by (2.4.19),
𝑉1+1 ≈
𝑁
8𝜋|𝜇| ∑︁
ln
𝑔 2 |𝜇|
|𝑚| 𝑃 =1
𝑚𝑃 |𝑛𝑃 |2 .
(3.3.3)
The potential (2.4.19) has only one minimum and one maximum at generic Δ𝑚𝐴𝐵 .
Other (𝑁 − 2) extreme points are saddle points. For equal quark masses this potential reduces to the constant equal to the tension of the string (3.3.1).
Since our four-dimensional theory is in the Higgs phase for squarks, ’t HooftPolyakov monopoles present in the theory in the 𝒩 = 2 limit of small 𝜇 are confined
by non-Abelian strings and serve as junctions of two distinct strings [7, 8, 33]. In
the effective world sheet theory on the non-Abelian string they are seen as kinks
interpolating between different vacua of CP(𝑁 − 1) model, see [11] for a review.
In the large 𝜇 limit adjoint fields decouple. Therefore we could expect quasiclassically that the confined monopoles disappear in this limit. This indeed happen for
non-equal quark masses. If quark mass differences are non-zero, a potential (2.4.19)
is generated. It does not have multiple local minima, therefore kinks (confined
monopoles of the bulk theory) become unstable and disappear.
However, in the equal quark mass case the potential (2.4.19) is absent and the
bosonic CP(𝑁 − 1) model supports kinks. Thus, in this case confined monopoles do
survive the large 𝜇 limit, as follows from Chapter 2. The monopoles are represented
by kinks in the effective CP(𝑁 − 1) model on the non-Abelian string, see [11] for a
detail review.
The results of this Chapter are published in the papers [20, 21].
287
CHAPTER 4
Large 𝑁 solution of the worldsheet theory
In this Chapter we present a large 𝑁 solution of the world sheet theory for the
non-Abelian string in the 𝜇-deformed SQCD, which was derived in Chapter 2. Large
𝑁 approximation was first used by Witten to solve both non-supersymmetric and
𝒩 = (2, 2) supersymmetric two-dimensional CP(𝑁 − 1) models [26]. In particular,
large-𝑁 Witten’s solution shows that an auxiliary U(1) gauge field 𝐴𝜇 introduced
to formulate CP(𝑁 − 1) model becomes physical. The 𝒩 = (2, 2) supersymmetric
CP(𝑁 − 1) model has 𝑁 degenerate vacua as dictated by its Witten index. The
order parameter which distinguishes between these vacua is the vacuum expectation
value of the scalar superpartner 𝜎 of the gauge field 𝐴𝜇 [26].
In the non-supersymmetric CP(𝑁 −1) model these vacua are split with splittings
proportional to 1/𝑁 and become quasivacua. The theory has a single true vacuum
1
. The order parameter which distinguish between these quasivacua is the value
of the constant field strength of the gauge field 𝐴𝜇 which is massless in the nonsupersymmetric case [26], see also [49] and review [11].
In this Chapter we use the large 𝑁 approximation to study a phase structure of
the world sheet theory on the non-Abelian string in 𝜇-deformed SQCD with respect
to the deformation parameter 𝜇 and quark mass differences Δ𝑚. We find a rich
phase structure which includes two strong coupling phases and two Higgs phases.
Strong coupling phases appear at small Δ𝑚. The first strong coupling phase
appears at small 𝜇. It is qualitatively similar to 𝒩 = (2, 2) supersymmetric phase
at 𝜇 = 0. Although 𝑁 vacua are split and become quasivacua the order parameter
is still the VEV of the field 𝜎. In the second strong coupling phase at large 𝜇
quasivacua are distinguished by the value of the constant electric field. This phase
is qualitatively similar to the non-supersymmetric CP(𝑁 − 1) model.
1
We assume below that the 𝜃-angle is zero.
288
At large Δ𝑚 we find two weakly coupled Higgs phases. At small 𝜇 𝑁 vacua
present in 𝒩 = (2, 2) case split and become quasivacua. Still we have kinks interpolating between them. As we increase 𝜇 above certain critical value, these lifted
quasivacua disappear one by one, so we have a cascade of phase transitions. In the
end we are left with a single vacuum and no kinks at all.
From the point of view of the bulk SQCD we interpret this as follows. At large
Δ𝑚 and small 𝜇 we have monopoles confined by non-Abelian strings while as we
increase 𝜇 monopoles disappear.
Review of CP(𝑁 − 1) sigma models
4.1
In this section we review basic CP(𝑁 −1) models that are of interest to us. First,
we will briefly review the non-supersymmetric and the 𝒩 = (2, 2) supersymmetric
models, which were considered before, see for example [26, 40, 64, 65]. After that,
we will introduce the model that we will be working with, namely the 𝜇-deformed
CP(𝑁 −1) model which is an effective theory living on the world sheet of non-Abelian
string in 𝜇-deformed SQCD considered in Chapter 2.
4.1.1
Non-supersymmetric model
Throughout this Chapter we will be working with the gauge formulation [26] of
the CP(𝑁 − 1) models. In this formalism, the model is formulated via 𝑁 complex
scalar fields 𝑛𝑖 , 𝑖 = 1, . . . , 𝑁 interacting with auxiliary U(1) gauge field 𝐴𝜇 . The
Lagrangian is written as
⃒2
⃒
⃒
(︀ 𝑖
)︀ ∑︁ ⃒⃒√
⃒
𝑖 ⃒2
⃒
ℒ = ∇𝜇 𝑛 + 𝑖 𝐷 𝑛
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽0 +
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛𝑖 |2 ,
(4.1.1)
𝑖
where ∇𝜇 = 𝜕𝜇 − 𝑖 𝐴𝜇 . Fields 𝜎 and 𝐷 come without kinetic energy and are also
auxiliary. They can be eliminated via their equations of motion. In particular
integrating out 𝐷 imposes the constraint
𝑛𝑖 𝑛𝑖 = 2𝛽0 ,
(4.1.2)
which together with gauge invariance reduces the number of real degrees of freedom
of the 𝑛𝑖 field down to 2(𝑁 − 1).
289
This is the non-supersymmetric version of the CP(𝑁 − 1) model, and it arises as
a world sheet theory on the non-Abelian string in a non-supersymmetric QCD-like
theory, see [49] and review [11]. The mass parameters 𝑚𝑖 are equal to quark masses
in the four-dimensional theory.
Throughout this Chapter we will consider the masses placed uniformly on a
circle,
)︂
(︂
2𝜋𝑖 𝑘
, 𝑘 = 0, . . . , 𝑁 − 1 .
(4.1.3)
𝑚𝑘 = 𝑚 − Δ𝑚 exp
𝑁
Here 𝑚 ∈ R is the average mass, and Δ𝑚 > 0 is effectively the mass scale of the
model. Note that by a shift of 𝜎 one can always add a constant to all 𝑚𝑖 . In
particular one can get rid of the average mass 𝑚.
The bare coupling constant 𝛽0 in quantum theory becomes a running coupling
𝛽. It is asymptotically free and defines the scale Λ𝐶𝑃 via
)︂
(︂
8𝜋𝛽
0
2
,
Λ2𝐶𝑃 = 𝑀uv
exp −
𝑁
(4.1.4)
where 𝑀uv is the ultra-violet (UV) cutoff.
Let us review phases of this theory. It is known that in the case of vanishing
masses Δ𝑚 = 0 this non-supersymmetric CP(𝑁 − 1) model is at strong coupling
with vanishing VEV ⟨𝑛𝑖 ⟩ = 0. It can be solved by means of the 1/𝑁 expansion [26].
It turns out that at the quantum level spontaneous breaking of the global SU(N)
(flavor) symmetry present at the classical level disappears. There are no massless
Goldstone bosons in the physical spectrum. The 𝑛𝑖 fields acquire mass of the order
of Λ𝐶𝑃 .
Moreover, composite degree of freedom – the would-be auxiliary photon 𝐴𝜇
acquires a kinetic term at the one-loop level and becomes dynamical. The presence of
massless photon ensures long range forces in the non-supersymmetric CP(𝑁 −1) model. The Coulomb potential is linear in two dimensions, namely
Λ2𝐶𝑃
𝑉 (𝑟) ∼
𝑟,
𝑁
where 𝑟 is the separation between the charges.
(4.1.5)
This leads to the Cou-
lomb/confinement phase [26]. Electric charges are confined. The lightest electric
charges are the 𝑛𝑖 quanta which become kinks at strong coupling [26]. Confinement
of kinks means that they are not present in the physical spectrum of the theory in
isolation. They form bound states, kink-antikink “mesons”.
290
Masses of kinks are of order of Λ𝐶𝑃 while the confining potential is weak, proportional to 1/𝑁 . Therefore kink and antikink in the ”meson” are well separated
forming a quasivacuum inside the ”meson”. Thus, beside the single ground state,
there is a family of quasivacua with energy splittings of order ∼ Λ2𝐶𝑃 /𝑁 . The order
parameter which distinguish different quasivacua is the value of the constant electric
field or topological density
𝑄=
1
𝑖
𝜀𝜇𝜈 𝜕 𝜇 𝐴𝜈 =
𝜀𝜇𝜈 𝜕 𝜇 𝑛
¯ 𝑖 𝜕 𝜈 𝑛𝑖
2𝜋
8𝜋𝛽
(4.1.6)
The picture of confinement of 𝑛’s is shown on Fig. 4.1.
Figure 4.1: Linear confinement of the 𝑛-¯
𝑛 pair. The solid straight line represents the ground
state (𝑘 = 0 vacuum). The dashed line shows the vacuum energy density in the first quasivacuum.
The kinks interpolate between the adjacent vacua. They are confined monopoles
of the bulk theory. Since the excited string tensions are larger than the tension of
the lightest one, these monopoles, besides four-dimensional confinement, are confined also in the two-dimensional sense: a monopole is necessarily attached to an
antimonopole on the string to form a meson-like configuration [49, 66]
On the other hand, at large mass scales Δ𝑚 ≫ Λ𝐶𝑃 the coupling constant is
small, frozen at the scale Δ𝑚, and semiclassical calculations are applicable. The
field 𝑛𝑖 develops a non-zero VEV, and there is no massless photon and no long-range
interactions. That is why this phase is usually called “Higgs phase” as opposed to
the Coulomb/confinement strong coupling phase. More exactly CP(𝑁 − 1) model
in this phase gives a low energy description of a Higgs phase below the scale of the
photon mass. Essentially this weakly coupling Higgs phase is similar to the ”classical
phase” described by the classical Lagrangian (4.1.1).
It was shown that at intermediate mass scales Δ𝑚 ∼ Λ𝐶𝑃 there is a phase
transition between the Higgs and Coulomb phases, see [49, 64, 67, 68].
4.1.2
𝒩 = (2, 2) model
Supersymmetric generalization of the above model [26, 40] has additional fermionic field 𝜉 𝑖 , 𝑖 = 1, . . . , 𝑁 , which are superpartners of the 𝑛𝑖 fields. The Euclidean
291
version of the full 𝒩 = (2, 2) Lagrangian is
(︂
)︂
(︀ 𝑖
)︀
1 1 2
1 2 ¯ 𝜇
2
ℒ= 2
𝐹𝜇𝜈 + |𝜕𝜇 𝜎| + 𝐷 + 𝜆 𝑖¯
𝜎 𝜕𝜇 𝜆 + 𝑖 𝐷 𝑛
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽0
𝑒0 4
2
⃒2
∑︁ ⃒⃒
⃒
⃒
⃒
𝑚
2
𝑖
⃒𝜎 − √ ⃒ |𝑛𝑖 |2
+ ⃒∇𝜇 𝑛𝑖 ⃒ + 𝜉¯𝑖 𝑖¯
𝜎 𝜇 ∇𝜇 𝜉 𝑖 + 2
⃒
2⃒
𝑖
(︂
)︂
√ ∑︁
√
(︀
)︀
𝑚𝑖 ¯ 𝑖
+𝑖 2
𝜎 − √ 𝜉𝑅𝑖 𝜉𝐿 − 𝑖 2 𝑛
¯ 𝑖 𝜆𝑅 𝜉𝐿𝑖 − 𝜆𝐿 𝜉𝑅𝑖
2
𝑖
(︂
)︂
√ ∑︁
√
(︀
)︀
𝑚
¯𝑖 ¯ 𝑖
¯ 𝐿 𝜉¯𝑅𝑖 − 𝜆
¯ 𝑅 𝜉¯𝐿𝑖 ,
𝜎
¯ − √ 𝜉𝐿𝑖 𝜉𝑅 − 𝑖 2 𝑛𝑖 𝜆
+𝑖 2
2
𝑖
(4.1.7)
where 𝑚𝑖 are twisted masses and the limit 𝑒20 → ∞ is implied. Moreover, 𝜎
¯𝜇 =
{1, 𝑖𝜎3 } . Fermions 𝜉𝐿 , 𝜉𝑅 are respectively left and right components of the 𝜉 field.
Here again one can add a uniform constant to all the 𝑚𝑖 by shifting the 𝜎 field.
The gauge field 𝐴𝜇 , complex scalar superpartner 𝜎, real scalar 𝐷 and a twocomponent complex fermion 𝜆 form a vector auxiliary supermultiplet. In particular,
integrating over 𝐷 and fermion 𝜆 give the constraints
𝑛𝑖 𝑛𝑖 = 2𝛽0 ,
𝑛
¯𝑖 𝜉𝑖 = 0 ,
𝜉¯𝑖 𝑛𝑖 = 0
(4.1.8)
(4.1.9)
in the limit 𝑒0 → ∞.
This model was derived as a world sheet theory on the non-Abelian string in
𝒩 = 2 SQCD. The 𝑛𝑖 fields parametrize the orientational moduli of the non-Abelian
string [5, 6, 7, 8] The mass parameters 𝑚𝑖 are in fact masses of the bulk quark
fields. The bare coupling constant 𝛽0 is related to the bulk gauge coupling constant
√
𝑔 2 normalized at the scale of the bulk gauge boson mass 𝑚𝐺 ∼ 𝑔 𝜇𝑚 via (see
e.g. [11])
4𝜋
𝑁
𝑚𝐺
=
ln
,
(4.1.10)
𝑔 2 (𝑚𝐺 ) 2𝜋 Λ𝐶𝑃
In order to keep the bulk theory at weak coupling we assume that 𝑚𝐺 ≫ Λ𝐶𝑃 .
2𝛽0 =
Witten solved this model in the large 𝑁 approximation in the zero mass case
[26]. Large-𝑁 solution of this model at non-zero masses shows two different regimes
at weak and strong coupling [69]. At small mass scales Δ𝑚 < Λ𝐶𝑃 the theory is
in the strong coupling phase with zero VEV ⟨𝑛𝑖 ⟩ = 0 and with a dynamical photon
292
(Witten’s phase). However the photon now is massive due to the presence of the
chiral anomaly. There are no long-range forces and no confinement of kinks.
In both strong and weak coupling regimes the theory has 𝑁 degenerate vacuum
states as dictated by its Witten index. They are labeled by the VEV of 𝜎 [69]. At
Δ𝑚 < Λ𝐶𝑃 we have
)︂
(︂
√
2𝜋 𝑖 𝑘
× Λ𝐶𝑃
2𝜎 = exp
𝑁
𝑘 = 0, ..., 𝑁 − 1
(4.1.11)
This result can be understood as follows. The chiral anomaly breaks U(1) 𝑅symmetry present at zero masses down to 𝑍2𝑁 which is then broken spontaneously
down to 𝑍2 by VEV of the 𝜎 field (which has 𝑅 charge equal to two). In parti√
cular, from the large-𝑁 solution it follows that VEV of 2|𝜎| = Λ𝐶𝑃 . Then 𝑍2𝑁
symmetry ensures presence of 𝑁 vacua as shown in Eq. (4.1.11).
At large masses located on a circle (see (4.1.3)) the 𝑍2𝑁 symmetry is still unbroken. This leads to to the similar structure of the 𝜎 VEVs at Δ𝑚 > Λ𝐶𝑃 , namely
(︂
)︂
√
2𝜋 𝑖 𝑘
2𝜎 = exp
× Δ𝑚,
𝑘 = 0, ..., 𝑁 − 1
(4.1.12)
𝑁
The above formulas show a phase transition at Δ𝑚 = Λ𝐶𝑃 . As follows from the
large-𝑁 solution the model above this point is in the Higgs phase with a nonzero
VEV for say, zero component of 𝑛, ⟨𝑛0 ⟩ =
̸ 0. In both phases there is no confinement,
in contrast to the non-supersymmetric case.
In fact the above phase transition is a consequence of the large-𝑁 approximation.
At finite 𝑁 the transition between two regimes is smooth. This follows from the
exact effective superpotential known for 𝒩 = (2, 2) CP(𝑁 − 1) model [40].
4.1.3
𝜇-Deformed CP(𝑁 − 1) model
Now let us pass on to the case of interest, namely, the 𝜇-deformed CP(𝑁 −
1) model. This model appears as a world sheet theory on a non-Abelian string in
𝒩 = 2 SQCD deformed by the adjoint field mass 𝜇. It was derived in Chapter 2
in two cases, for small and large values of the deformation 𝜇. Here and throughout
this Chapter we will take the mass parameters to lie on the circle (4.1.3), and we
also assume that the deformation parameter is real and positive, 𝜇 > 0.
The first effect derived in Chapter 2 is that 𝑛𝑖 fields entering the 𝒩 = (2, 2)
CP(𝑁 − 1) model (4.1.7) develop an additional potential upon 𝜇 deformation which
293
depends on mass differences. This potential in the small 𝜇 limit was first found in
[50]. The second effect is that superorientational modes of the non-Abelian string
are lifted. In other words the two-dimensional fermions 𝜉 𝑖 (fermionic superpartners
of 𝑛𝑖 ) were massless in the supersymmetric version of the model at 𝜇 = 0. However,
at small 𝜇 they acquire a mass 𝜆(𝜇) ∼ 𝜇. At large deformations they become heavy
and decouple.
In order to capture these features, we write the following Lagrangian for the
deformed CP(𝑁 − 1) model:
⃒
⃒2
(︀ 𝑖
)︀
ℒ = ⃒∇𝜇 𝑛𝑖 ⃒ + 𝜉¯𝑖 𝑖¯
𝜎 𝜇 ∇𝜇 𝜉 𝑖 + 𝑖 𝐷 𝑛
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽
⃒2
∑︁
∑︁ ⃒⃒√
⃒
𝑖 2
|𝑛
|
+
𝜐(𝜇)
Re Δ𝑚𝑖0 |𝑛𝑖 |2
2𝜎
−
𝑚
+
⃒
𝑖⃒
𝑖
𝑖
+𝑖
∑︁ (︁√
𝑖
+𝑖
∑︁ (︁√
)︁
√
(︀
)︀
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇) 𝜉¯𝑅𝑖 𝜉𝐿𝑖 − 𝑖 2 𝑛
¯ 𝑖 𝜆𝑅 𝜉𝐿𝑖 − 𝜆𝐿 𝜉𝑅𝑖
(4.1.13)
)︁
√
(︀
)︀
¯ 𝐿 𝜉¯𝑅𝑖 − 𝜆
¯ 𝑅 𝜉¯𝐿𝑖 ,
2¯
𝜎−𝑚
¯ 𝑖 − 𝜆(𝜇) 𝜉¯𝐿𝑖 𝜉𝑅𝑖 − 𝑖 2 𝑛𝑖 𝜆
𝑖
where Δ𝑚𝑖0 = 𝑚𝑖 − 𝑚0 , 𝑚𝑖 are quark masses 𝑖 = 1, ...𝑁 , and 𝑚0 is the mass with
the smallest real part.
The coefficient functions 𝜐(𝜇) and 𝜆(𝜇) were derived in Chapter 2 at the classical
level for small and large values of 𝜇:
⎧
⎨ 4𝜋𝜇 ,
2𝛽
𝜐(𝜇) =
⎩ 1 8𝜋𝜇2 ,
2𝛽 𝑔 𝜇
ln
𝜇 → 0,
𝜇→∞
(4.1.14)
𝑚
⎧
⎨𝜆0 𝜇 ,
2𝛽
𝜆(𝜇) =
⎩const 𝑔 √𝜇𝑚 ∼ 𝑚 ,
𝐺
𝜇 → 0,
(4.1.15)
𝜇→∞
Here 𝑔 2 is the four-dimensional bulk coupling constant. The numerical value for
𝜆0 is 𝜆0 ≈ 3.7 (this can be computed numerically using the formula (2.5.19)).
Note that although we can get rid of the explicit dependence on the average quark
mass 𝑚 in (4.1.13) by shift of 𝜎 the above formulas show that it enters indirectly
through definitions of parameters of 𝜇-deformed CP(𝑁 − 1) model (4.1.13) in terms
of parameters of the bulk SQCD.
This model interpolates between the supersymmetric and the nonsupersymmetric models briefly described above. In the limit 𝜇 → 0 supersymmetry
294
is restored to 𝒩 = (2, 2) , and we obtain (4.1.7). At large deformations the fermions
can be integrated out, and the theory flows to the bosonic model (4.1.1).
Our main tool of investigating this model in the quantum level will be the 1/𝑁
expansion. In order to have a smooth large 𝑁 limit, our parameters should scale as
𝑔 2 ∼ 1/𝑁,
𝑚 ∼ 1,
𝛽 ∼ 𝑁,
𝜐(𝜇) ∼ 1,
𝜇 ∼ 𝑁,
𝜆(𝜇) ∼ 1
(4.1.16)
Below in this Chapter we will use three independent physical parameters to
describe our four-dimensional bulk model. The first one is the bulk gauge boson
mass
𝑚2𝐺 = 2𝑔 2 𝜇𝑚,
(4.1.17)
which plays a role of the physical UV cutoff in the world sheet CP(𝑁 − 1) model
on the non-Abelian string, see [11]. The second one is the quark mass differences
(𝑚𝑖 − 𝑚𝑗 ) and the third parameter is the physical mass of the adjoint matter
𝑚adj = 𝑔 2 𝜇 =
𝑁
8𝜋 2
𝜇
≡𝜇
̃︀ .
ln Λ𝑚4d𝐺
(4.1.18)
which will be our actual deformation parameter. All three parameters scales as 𝑁 0
in the large 𝑁 limit. Here Λ4𝑑 is the scale of 𝒩 = 2 bulk SQCD.
Thus, in fact, the average quark mass 𝑚 is not an independent parameter. It
can be written as
𝑚2𝐺
𝑚=
.
(4.1.19)
2̃︀
𝜇
At the scale of the gauge boson mass (4.1.17) the world sheet coupling constant
for small 𝜇 is given by [6, 7], cf. (4.1.10)
2𝛽 =
4𝜋
𝑁
𝑚𝐺
=
ln
.
𝑔2
2𝜋
Λ4𝑑
(4.1.20)
For large 𝜇 the world sheet coupling normalized at the scale 𝑚𝐺 becomes
2𝛽 = const
𝜇
1
.
𝑚 ln2 𝑔2 𝜇
𝑚
(4.1.21)
Expressed in terms of the invariant parameters it reads
𝑚𝐺
𝑁 𝜇
̃︀2 ln Λ𝒩4d=1
2𝛽 = const
,
𝜋 𝑚2𝐺 ln2 𝑚2̃︀𝜇
𝐺
(4.1.22)
295
where we take into account that at large 𝜇
̃︀ our bulk theory flows to 𝒩 = 1 SQCD
=1 2𝑁
with the scale (Λ𝒩
=𝜇
̃︀𝑁 Λ𝑁
4d )
4d .
In terms of the independent parameters the coefficient functions 𝜐 and 𝜆 become
⎧
⎨𝜇
̃︀ ,
𝜇
̃︀ → 0,
(4.1.23)
𝜐(̃︀
𝜇) =
⎩ 𝑚2𝐺 ln 2̃︀𝜇 ,
𝜇→∞
𝜇
̃︀
𝑚𝐺
⎧
⎨𝜆
̃︀0 𝜇
̃︀ ,
𝜆(̃︀
𝜇) =
⎩𝑚 ,
𝐺
𝜇
̃︀ → 0,
(4.1.24)
𝜇
̃︀ → ∞
̃︀0 = 𝜆0 /4𝜋 ≈ 0.3.
where 𝜆
As we already mentioned the value of the bulk gauge boson mass 𝑚𝐺 plays a role
of the UV cutoff of our world sheet theory. Below 𝑚𝐺 our model is asymptotically
free (cf. (4.1.4)) with
𝑁
𝐸
(4.1.25)
ln
2𝜋
Λ2𝑑
at the scale 𝐸. This fixes the scale Λ2𝑑 in terms of the parameters of the bulk theory.
2𝛽(𝐸) =
At small 𝜇
̃︀ we have
Λ2𝑑 (̃︀
𝜇 → 0) = Λ4𝑑 ,
while at large 𝜇
̃︀
(︃
=1
Λ2𝑑 = Λ𝒩
4d exp −const
2
𝜇
̃︀
1
·
𝑚2𝐺 ln 𝑚2̃︀𝜇
𝐺
(4.1.26)
)︃
(4.1.27)
Note that at 𝜇
̃︀ → ∞ the scale (4.1.27) of our model becomes exponentially small
and the model enters the strong coupling regime only at extremely small energies.
We will see below that phase transitions with respect to 𝜇
̃︀ appear at rather small
values of 𝜇
̃︀ where the scale Λ2𝑑 is close to its supersymmetric value Λ4𝑑 . Since the
fermion decoupling occurs at very large 𝜇
̃︀ ≫ 𝑚𝐺 , we can use small 𝜇
̃︀ approximation
formulas (4.1.23) and (4.1.24) while investigating the phase transition.
In the following sections we are going to investigate different phases and vacuum
structure of the world sheet theory. There are two parameters that we can vary –
the SUSY breaking parameter 𝜇
̃︀ and the mass scale Δ𝑚. As we already mentioned
our model (4.1.13) exhibits a rich phase structure in the (Δ𝑚, 𝜇)
̃︀ plane.
296
4.2
One loop effective potential
In this section we proceed with solving the theory (4.1.13) via the 1/𝑁 expansion.
As we already mentioned the 𝒩 = (2, 2) model as well as the non supersymmetric
CP(𝑁 − 1) model (without mass parameters) were solved by Witten [26]. This
method was also generalized for the case of heterotic 𝒩 = (0, 2) model [24] and for
the twisted mass case [64, 69]. Our derivation will closely follow these papers.
4.2.1
Derivation of the effective potential
We want to start by deriving the one-loop effective potential. Our action (4.1.13)
is well suited for that since it is quadratic with respect to the dynamical fields 𝑛𝑖
and 𝜉𝑖 . However, we do not to integrate over all of them a priori due to the following
reason.
As was stated in the previous section, our model (4.1.13) is, in a sense, an
intermediate case between the 𝒩 = (2, 2) and the non-supersymmetric CP(𝑁 −
1) models, which were studied before. Therefore we can use the insights derived
from these models in order to better understand our case. First of all, we expect
that our theory has at least two phases, the strong and weak coupling. The order
parameter distinguishing between these two phases is the expectation value of the
𝑛𝑖 fields. At weak coupling (so-called Higgs phase [64]) one of the 𝑛𝑖 develops a
VEV, ⟨𝑛𝑖0 ⟩ = 2𝛽. In the strong coupling regime (so-called Coulomb phase), VEVs
of all the 𝑛𝑖 field vanish.
So, we will use the following strategy. We integrate over 𝑁 − 1 fields 𝑛𝑖 with
𝑖 ̸= 0 (and over the corresponding fermions 𝜉𝑖 ). The resulting effective action is a
functional of 𝑛0 ≡ 𝑛, 𝐷 and 𝜎. To find the vacuum configuration, we will minimize
the effective action with respect to 𝑛, 𝐷 and 𝜎.
0
Note that this functional also depends on 𝐴𝜇 and the fermions 𝜉𝐿,𝑅
, 𝜆𝐿,𝑅 , but the
Lorenz invariance imply that these fields have zero VEVs. We also choose to allow
𝑛0 field to have non-zero VEV because the associated mass 𝑚0 has the minimal real
part (see (4.1.3) ) and as we will see later ⟨𝑛0 ⟩ =
̸ 0 corresponds to the true vacuum
in the Higgs phase rather then a quasivacuum.
297
Integrating out the 𝑛𝑖 and 𝜉 𝑖 fields, we arrive at the following determinants:
(︁
⃒√
⃒2 )︁
∏︀𝑁 −1
2
⃒
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
𝑖=1 det −𝜕𝑘 +
(︁
(4.2.1)
⃒√
⃒2 )︁ ,
∏︀𝑁 −1
2
⃒
⃒
2𝜎 − 𝑚𝑖
𝑖=1 det −𝜕𝑘 + 𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 +
which gives for the effective potential:
∫︁
∫︁
√
𝑉eff = 𝑑2 𝑥 (𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 )|𝑛|2 − 2𝛽 𝑑2 𝑥 𝑖𝐷
+
−
𝑁
−1
∑︁
𝑖=1
𝑁
−1
∑︁
Tr ln
(︁
Tr ln
(︁
−𝜕𝑘2
−𝜕𝑘2
⃒2 )︁
⃒√
⃒
+ 𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
(4.2.2)
⃒√
⃒2 )︁
⃒
+ 2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
𝑖=1
The next step is to calculate the traces entering this expression. At 𝜇
̃︀ → 0, the
supersymmetry is restored, and this expression is well defined. However at a nonvanishing deformation, this expression diverges quadratically, and a regularization
needs to be performed. Below we proceed with the Pauli-Villars regularization (a
similar procedure was carried out in [70]). We introduce regulator fields with masses
𝑏𝑎 , 𝑓𝑎 , 𝑎 = 1, 2, and write the regularized effective potential as
∫︁
∫︁
√
2
2
2
𝑉eff = 𝑑 𝑥 (𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 | )|𝑛| − 2𝛽
𝑑2 𝑥 𝑖𝐷
+
+
−
−
𝑁
−1
∑︁
(︁
Tr ln
𝑖=1
2 𝑁
−1
∑︁
∑︁
⃒2 )︁
⃒√
⃒
+ 𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
(︀
)︀
𝐵𝑎 Tr ln −𝜕𝑘2 + 𝑏2𝑎
𝑎=1 𝑖=1
𝑁
−1
∑︁
(︁
Tr ln
𝑖=1
2 𝑁
−1
∑︁
∑︁
−𝜕𝑘2
−𝜕𝑘2
(4.2.3)
⃒2 )︁
⃒√
⃒
+ 2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
(︀
)︀
𝐹𝑎 Tr ln −𝜕𝑘2 + 𝑓𝑎2
𝑎=1 𝑖=1
where the coefficients satisfy
2
∑︁
𝑎=0
𝐵𝑎 = −1,
2
∑︁
𝑎=0
𝐵𝑎 𝑏2𝑎 = −𝑚2bos
(4.2.4)
298
These equations imply
𝑏22 − 𝑚2bos
𝐵1 = 2
,
𝑏1 − 𝑏22
𝑏21 − 𝑚2bos
𝐵2 = − 2
𝑏1 − 𝑏22
(4.2.5)
The regulator masses play the role of the UV cutoff. Similar relations hold for the
fermionic regulator coefficients.
Moreover, we need to properly normalize our traces by subtracting the contri)︀
(︀
butions in the trivial background, namely Tr ln −𝜕𝑘2 from the bosonic and the
fermionic traces. After this procedure we arrive at
∫︁
∫︁
√
2
2
2
𝑉eff = 𝑑 𝑥 (𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 | )|𝑛| − 2𝛽
𝑑2 𝑥 𝑖𝐷
[︃
𝑁
−1 (︁
∑︁
⃒√
⃒2 )︁
1
⃒
+𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
−
4𝜋 𝑖=1
(︁
⃒2 )︁
⃒√
⃒
× ln +𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
⃒√
⃒2 )︁ 𝑏21 ln 𝑏21 − 𝑏22 ln 𝑏22
⃒
− +𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
𝑏21 − 𝑏22
[︃
𝑁 −1
⃒2 ⃒√
⃒2
1 ∑︁ ⃒⃒√
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒ ln⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
+
4𝜋 𝑖=1
]︃
⃒√
⃒2 𝑓12 ln 𝑓11 − 𝑓22 ln 𝑓22
− ⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇)⃒
𝑓12 − 𝑓22
(︁
]︃
(4.2.6)
This is a quite complex expression. In order to simplify it, let us take the limit
[70]
2
2
𝑏21 = 𝑥𝑀uv
, 𝑏22 = 𝑀uv
,
2
2
𝑓12 = 𝑥𝑀uv
, 𝑓22 = 𝑀uv
,
𝑥 → 1,
(4.2.7)
where 𝑀uv is the UV cutoff. Moreover, recall from the section 4.1.3 that the bare
coupling constant can be parametrized as
2
𝑁
𝑀uv
2𝛽(𝑀uv ) =
ln 2 ,
4𝜋
Λ
(4.2.8)
Here, Λ ≡ Λ2𝑑 is the scale of our model. Then the density of the effective potential
299
becomes
√
𝒱eff = (𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 )|𝑛|2
[︃
⃒√
⃒2 ]︃
𝑁
−1
⃒
⃒
∑︁
𝑖𝐷
+
𝜐(𝜇)
Re
Δ𝑚
+
2𝜎
−
𝑚
1
𝑖0
𝑖
+
𝑖𝐷 1 − ln
4𝜋 𝑖=1
Λ2
𝑁 −1
⃒√
⃒2 )︁
1 ∑︁ (︁
⃒
+
𝜐(𝜇) Re Δ𝑚𝑖0 + 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
4𝜋 𝑖=1
[︃
⃒√
⃒2 ]︃
𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇) Re Δ𝑚𝑖0 + ⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
× 1 − ln
2
𝑀uv
[︃
⃒2 ]︃
⃒√
𝑁
−1
⃒
⃒
∑︁
√
⃒
⃒
2𝜎
−
𝑚
−
𝜆(𝜇)
1
𝑖
2
⃒
⃒
−
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇) 1 − ln
2
4𝜋 𝑖=1
𝑀uv
(4.2.9)
Note that our regularized effective potential depends on the UV cutoff scale 𝑀uv .
We cannot make a subtraction to get rid of it in the model at hand for the following
reason. First, when we consider our 𝜇-deformed
̃︀
CP(𝑁 − 1) model (4.1.13) as an
effective world sheet theory on the non-Abelian string the the UV cutoff has a clear
physical meaning, namely
𝑀uv = 𝑚𝐺 ,
(4.2.10)
where 𝑚𝐺 is the mass of the bulk gauge boson. Moreover, the fermion mass 𝜆(𝜇) in
(4.2.9) interpolates from zero at 𝜇
̃︀ = 0 to 𝑚𝐺 = 𝑀uv at 𝜇
̃︀ → ∞, see (4.1.24). Thus
𝑀uv is in fact a physical parameter in our model and there is no need to get rid of
it.
The renormalized coupling constant is
2𝛽ren
4.2.2
⃒√
⃒2
𝑁 −1
1 ∑︁ 𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇) Re Δ𝑚𝑖0 + ⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
=
ln
4𝜋 𝑖=1
Λ2
(4.2.11)
Vacuum equations
To find the vacuum configuration we minimize the effective potential (4.2.9).
Varying with respect to 𝐷 we arrive at
|𝑛|2 = 2𝛽ren
⃒√
⃒2
𝑁 −1
1 ∑︁ 𝑖𝐷 + 𝜐(𝜇) Re Δ𝑚𝑖0 + ⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒
=
ln
4𝜋 𝑖=1
Λ2
(4.2.12)
300
Variation with respect to 𝑛 yields the second equation:
√
(𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 )𝑛 = 0
(4.2.13)
Finally, the third equation is obtained by minimizing over the 𝜎 field,
⃒√
⃒2
𝑁
−1 (︁
)︁
⃒
⃒
∑︁
√
√
𝑖𝐷
+
𝜐(𝜇)
Re
Δ𝑚
+
2𝜎
−
𝑚
1
𝑖0
𝑖
−( 2𝜎 − 𝑚0 )|𝑛|2 +
2𝜎 − 𝑚𝑖 ln
4𝜋 𝑖=1
𝑚2𝐺
𝑁 −1
)︁ ⃒⃒√2𝜎 − 𝑚 − 𝜆(𝜇)⃒⃒2
1 ∑︁ (︁√
𝑖
=
2𝜎 − 𝑚𝑖 − 𝜆(𝜇) ln
,
4𝜋 𝑖=1
𝑚2𝐺
(4.2.14)
where here and below we replaced 𝑀uv by the physical mass 𝑚𝐺 .
These three equations comprise our master set. In addition, the vacuum configurations must satisfy the constraint
𝛽ren > 0,
(4.2.15)
which comes from 2𝛽ren = |𝑛|2 > 0.
From (4.2.12) and (4.2.13) it immediately follows that either
or
𝑛 = 𝛽ren = 0
(4.2.16)
√
𝑖𝐷 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 = 0 .
(4.2.17)
The first option corresponds to the strong coupling regime where the VEV of 𝑛
and the renormalized coupling constant vanish. The second option is realized in the
Higgs regime, where the 𝑛 field develops a VEV. In the following sections we will
study each of these regimes in detail.
4.3
Strong coupling regime
In this section will begin investigation of our model in the strong coupling regime,
which is defined by the condition (4.2.16). This phase occurs when the mass scale
of the model Δ𝑚 . Λ, see e.g. [64, 69]. To start off we will first investigate a
simple case Δ𝑚 = 0. Behavior of our model is different at different values of the
deformation parameter: at intermediate 𝜇
̃︀ we will see a phase transition, while in
301
1.21
1.0
0.71
0.41
0.5
1.32
1.0
0.65
0.26
0.5
0.14
0.0
4 Veff
N 2
0.04
4 Veff
N 2
Im( ) /
Im( ) /
0.24
-0.08
0.0
0.08
0.04
0.5
-0.15
-0.19
0.5
0.02
1.0
-0.22
1.0
0.01
1.0
0.5
0.0
Re( ) /
0.5
1.0
0.00
-0.23
1.0
0.5
0.0
Re( ) /
0.5
1.0
-0.24
(a) 𝜆 = 0, supersymmetric case, degenerate va- (b) 𝜆 > 0, broken supersymmetry, lifted quasicua
vacua
Figure 4.2: Effective potential (4.3.3) on the complex 𝜏 =
√
2𝜎 − 𝑚0 plane, with 𝐷 integrated
out.
the limit of large fermion mass 𝜆 → 𝑚𝐺 we will confirm that the model (4.1.13)
flows to non-supersymmetric CP(𝑁 − 1) model (4.1.1) as expected. Next, we will
generalize our results to the case of distinct masses 𝑚𝑖 .
4.3.1
Equal mass case, small deformations
We start by investigating the simplest case of equal mass parameters,
𝑚0 = 𝑚1 = . . . = 𝑚𝑁 −1 ≡ 𝑚
(4.3.1)
Under this assumption the potential proportional to 𝜐(𝜇) is zero and the only deformation we are left with is the fermion mass 𝜆. For now we will not write its
dependence on 𝜇
̃︀ explicitly.
To simplify the equations, let us denote
𝜏=
√
2𝜎 − 𝑚0
Then the effective potential becomes
[︃
[︃
⃒ ⃒2 ]︃
⃒ ⃒2 ]︃
⃒
⃒
⃒
⃒
𝑖𝐷 + 𝜏
𝑖𝐷 + ⃒𝜏 ⃒
𝑁
𝑁 ⃒ ⃒2
𝒱eff =
𝑖𝐷 1 − ln
+
𝜏
1
−
ln
4𝜋
Λ2
4𝜋
𝑚2𝐺
[︃
⃒
⃒2 ]︃
⃒
⃒
⃒
⃒
𝜏
−
𝜆(𝜇)
𝑁
2
− ⃒𝜏 − 𝜆(𝜇)⃒ 1 − ln
+ Δ𝑉 (arg 𝜏 ),
4𝜋
𝑚2𝐺
(4.3.2)
(4.3.3)
302
where 𝜏 = |𝜏 | 𝑒𝑖 arg 𝜏 . Here we added a new term Δ𝑉 (arg 𝜏 ) absent in (4.2.9). It takes
into account the chiral anomaly and appears already in 𝒩 = (2, 2) CP(𝑁 −1) model
at 𝜇
̃︀ = 0. As was shown by Witten [26] the photon become massive due to the chiral
anomaly with mass equal 2Λ . The complex scalar 𝜎 is a superpartner of the photon
and also acquires mass 2Λ. In particular, its argument arg 𝜏 becomes massive.
This effect is taken into account by the additional potential Δ𝑉 (arg 𝜏 ) in (4.3.3).
It is constructed as follows. At small 𝜇
̃︀ VEVs of 𝜏 are approximately given by their
supersymmetric values,
𝜏𝑘SUSY
(︂
2𝜋 𝑖 𝑘
= −Λ exp
𝑁
)︂
𝑘 = 0, ..., 𝑁 − 1,
,
(4.3.4)
cf. (4.1.11). We divide 2𝜋 into 𝑁 patches centered at vacuum values, arg 𝜏𝑘SUSY =
2𝜋𝑘/𝑁 + 𝜋, 𝑘 = 0, ..., (𝑁 − 1) and define the potential Δ𝑉 (arg 𝜏 ) to be quadratic
in each patch. Namely, we have
𝑁 𝑚2arg 𝜏
(arg 𝜏 −arg 𝜏𝑘SUSY )2 ,
Δ𝑉 (arg 𝜏 ) =
4𝜋 2
2𝜋(𝑘 + 12 )
2𝜋(𝑘 − 12 )
< arg 𝜏 −𝜋 <
,
𝑁
𝑁
(4.3.5)
where 𝑚arg 𝜏 is the mass of arg 𝜏 . We present its calculation below, in particular
showing corrections (see eq. (4.3.33)) to the Witten’s result [26]
𝑚SUSY
arg 𝜏 = 2Λ.
(4.3.6)
Without the additional potential Δ𝑉 (arg 𝜏 ) 𝑁 discrete vacua (4.3.4) disappear
immediately as we switch on 𝜇
̃︀ due to the lifting of quasivacua. We show below
that with Δ𝑉 (arg 𝜏 ) taken into account quasivacua are still present at small 𝜇
̃︀ and
disappear only at certain finite critical 𝜇
̃︀crit which we identify as a phase transition
point. Note that possible higher corrections to the quadratic potential (4.3.5) are
suppressed in the large 𝑁 limit because the width of each patch is small, proportional
to 1/𝑁 .
Vacuum energies
As we turn on the deformation parameter 𝜇
̃︀ the mass of 𝜉 𝑖 fermion 𝜆(̃︀
𝜇) is
no longer zero. This breaks explicitly both chiral symmetry and two-dimensional
supersymmetry. As a result the 𝑍𝑁 symmetry is broken and VEVs of 𝜎 are no longer
located at a circle. Moreover, at 𝜇
̃︀ = 0 our model has 𝑁 degenerate vacua given
303
by (4.3.4). When we switch on 𝜇,
̃︀ the corresponding vacuum energies split, and all
vacua except the one at 𝑘 = 0 become quasivacua. The only true vacuum is the one
at 𝑘 = 0, see Fig. 4.2. As we discussed in Sec. 4.1.1 this leads to the confinement of
kinks.
It turns out that there are two mechanisms responsible for the vacuum energy
splitting. One is due to the effective potential (4.3.3) and dominates at small 𝜇.
̃︀ The
other one is typical for the non-supersymmetric CP(𝑁 − 1) model, see Sec. 4.1.1.
It is due to the constant electric field of kinks interpolating between neighboring
quasivacua and dominates at large 𝜇.
̃︀ We will now study the former mechanism,
while the latter one will be considered in the next subsection.
Energy splittings in the small 𝜇
̃︀ limit can be derived using the small 𝜆(𝜇) expansion of the effective potential (4.3.3):
𝒱eff = 𝒱SUSY + 𝛿𝒱,
(4.3.7)
where 𝒱SUSY is the supersymmetric effective potential corresponding to 𝜆 = 0, while
𝛿𝒱 ≈
𝑚2
𝑁
· 2 Re 𝜏 · 𝜆 ln ⃒ ⃒𝐺2
⃒𝜏 ⃒
4𝜋
(4.3.8)
is the 𝑂(𝜆) deformation. We can immediately infer lifted vacuum energies by plugging unperturbed VEVs (4.3.4) into (4.3.8). As we already mentioned the ground
state (true vacuum) is located at
𝜏0 = −Λ = Λ𝑒𝑖𝜋 ,
while the first quasivacuum is at
(︂
)︂
2𝜋 2
2𝜋 𝑖
2𝜋 𝑖
+Λ 2
𝜏1 = −Λ exp
≈ −Λ − Λ
𝑁
𝑁
𝑁
(4.3.9)
(4.3.10)
Plugging this into (4.3.8) we get for the vacuum splitting2
𝐸1 − 𝐸0 =
2𝜋
𝑚𝐺
𝜆Λ ln
𝑁
Λ
(4.3.11)
This signifies that kinks interpolating between these vacua are now confined, as
opposed to the supersymmetric case.
2
Formula (4.3.11) has a correction coming from the energy-momentum trace anomaly, but this correction is of
the next order in the small parameter
𝜆
Λ
ln 𝑀Λuv .
304
Corrections to the VEVs
arg( 1) - arg( 1)SUSY
0.00
||
Ground state
First quasivacuum
Approximation
1.8
Numerical
Approximation
0.05
0.10
1.6
0.15
0.20
1.4
0.25
0.30
1.2
1.0
0.00
0.35
0.02
0.04
0.06
0.08
0.10
0.12
0.14
0.00
(a) |𝜏ground | and |𝜏1 |
0.02
0.04
0.06
0.08
0.10
0.12
0.14
(b) Correction to arg 𝜏1
Figure 4.3: Numerical results for the minima 𝜏ground and 𝜏1 obtained by directly minimizing
(4.3.3). On the figure a, the green dashed line shows the approximate formula (4.3.17), the solid
blue line is the numerical values of |𝜏ground |, while |𝜏1 | is shown by red “+”. Figure b shows
the approximate correction to arg 𝜏1 ((4.3.18), the last term) and the numerical results for this
quantity.
Now let us derive corrections to the unperturbed VEVs (4.3.4). Minimizing the
potential (4.3.3) we get:
⃒ ⃒2
⃒ ⃒2
𝑖𝐷 + ⃒𝜏 ⃒
⃒𝜏 ⃒ = Λ2
=
0
⇒
𝑖𝐷
+
2𝛽ren = ln
2
Λ
⃒
⃒2
⃒𝜏 − 𝜆(̃︀
𝜇)⃒
𝑚2𝐺
|𝜏 | ln
+ cos(arg 𝜏 )𝜆(̃︀
𝜇) ln 2 = 0
Λ2
Λ
𝑚2𝐺 𝑚2arg 𝜏
− sin(arg 𝜏 ) 𝜆|𝜏 | ln 2 +
(arg 𝜏 − arg 𝜏𝑘SUSY ) = 0
Λ
2
The approximate solution in the limit of small 𝜇
̃︀ is given by
|𝜏 | ≈ Λ − cos
arg 𝜏 ≈
arg 𝜏𝑘SUSY
(︀
arg 𝜏𝑘SUSY
+ sin
(︀
)︀ 1
𝑚2𝐺
𝜆 ln 2
2
Λ
arg 𝜏𝑘SUSY
)︀ 2𝜆Λ
𝑚2𝐺
ln 2
𝑚2arg 𝜏
Λ
(4.3.12)
(4.3.13)
(4.3.14)
(4.3.15)
(4.3.16)
In particular, for the 𝜏0 = −Λ we get the corrected value
𝜏ground
1
𝑚2𝐺
≈ −Λ − 𝜆 ln 2
2
Λ
(4.3.17)
305
while for the first quasivacuum (4.3.10)
1
𝑚2𝐺
|𝜏1 | ≈ |𝜏ground | ≈ Λ + 𝜆 ln 2
2
Λ
(︂
)︂
2𝜋 𝜆
2𝜋
𝑚2𝐺
−
arg 𝜏1 ≈ 𝜋 +
ln 2
𝑁
𝑁 2Λ
Λ
⏞
⏟
(4.3.18)
unperturbed
where we used (4.3.6) for the non-perturbed mass of 𝜎. These results agree with
numerical calculations, see Fig. 4.3.
Note that when
𝑚𝐺
𝜆
ln
=1
(4.3.19)
Λ
Λ
we have in our approximation arg 𝜏1 = 𝜏ground = 𝜋, and the quasivacuum at 𝜏1
effectively disappears. This signifies that around the point (4.3.19) a phase transition
might take place. This will turn out to be true, see Sec. 4.3.3 below.
The quasivacuum with the highest energy is located at
𝜏high
1
𝑚2𝐺
≈ Λ − 𝜆 ln 2
2
Λ
(4.3.20)
Further analysis of the equation (4.3.13) shows that this solution disappears at
2Λ
𝜆=
𝑚2𝐺
Λ2
𝑒 ln
(4.3.21)
which is consistent with (4.3.22). This suggests that around the critical value of the
deformation
𝜆crit ∼
Λ
ln
𝑚2𝐺
Λ2
(4.3.22)
all quasivacua have decayed (cf. (4.3.19)).
4.3.2
Effective action
As we already mentioned there are two mechanisms of the energy splitting of
quasivacua at non-zero 𝜇.
̃︀ Both lead to the confinement of kinks. The first one
is due to 𝜇-corrections
̃︀
present in the effective potential (4.3.3) These corrections
lift 𝜎-quasivacua and lead to the splitting described by Eq. (4.3.11). The second
mechanism is due to the constant electric field of kinks interpolating between quasivacua. The photon 𝐴𝜇 becomes dynamical on the quantum level [26]. We will
306
see below that, as we turn on the deformation parameter 𝜇,
̃︀ the photon acquires
a massless component. A linear Coulomb potential is generated, but the vacuum
energy splitting due to the electrical field is much smaller then the one in (4.3.11).
At sufficiently large 𝜇
̃︀ all 𝑁 − 1 𝜎-quasivacua decay, and the splitting is saturated by the electric field only. We identify this change of the regime and associated
discontinuity in (the derivative of) (𝐸1 − 𝐸0 ) as a phase transition.
Derivation of the effective action
Consider now the effective action of our 𝜇-deformed
̃︀
CP(𝑁 − 1) model (4.1.13)
obtained by integrating out 𝑛𝑖 and 𝜉 𝑖 fields in the large-𝑁 approximation. Relaxing
the condition that 𝜎 and 𝐷 are constant fields assumed in Sec. 4.2 we consider the
one loop effective action as a functional of fields of the vector supermultiplet.
Considering the vicinity of the true vacuum where Im⟨𝜎⟩ = 0 we write down the
bosonic part of the action in the form (Minkowski formulation3 )
∫︁
𝑆eff =
{︃
𝑑2 𝑥
−
1
1
1 2
2
𝐹
+
|𝜕
Im
𝜎|
+
|𝜕𝜇 Re 𝜎|2
𝜇
𝜇𝜈
2
2
2
4𝑒𝛾
𝑒Im 𝜎
𝑒Re 𝜎
− 𝑉 (𝜎) −
√
}︃
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 Im 𝜎 𝐹 * , (4.3.23)
where 𝐹 * is the dual gauge field strength,
1
𝐹 * = − 𝜀𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 .
2
(4.3.24)
This effective action was first presented for 𝒩 = (2, 2) and 𝒩 = (0, 2) supersymmetric CP(𝑁 − 1) models in [24]. Here we generalize it for the 𝜇-deformed
̃︀
CP(𝑁 − 1) model (4.1.13). The potential 𝑉 (𝜎) here can be obtained from (4.2.9)
by eliminating 𝐷 by virtue of its equation of motion.
Coefficients in front of 𝐴𝜇 and 𝜎 kinetic terms are finite after renormalization
reflecting Witten’s observation that these fields become physical [26]. The last term
in (4.3.23) is 𝐴𝜇 − 𝜎 induced by the chiral anomaly. Because of this mixing, the
would-be massless photon and the phase of 𝜎 acquire a mass (4.3.6) already in
3
In this subsection we will use the Minkowski formulation with 𝑔 𝜇𝜈 = diag{+, −}, and for the Levi-Civita symbol
𝜀01 = −𝜀01 = +1. See Appendix A for the notation and the relationship between the Euclidean and Minkowski
formulations.
307
unperturbed theory at 𝜇
̃︀ = 0. This term is also present when we switch on the
deformation.
(a) Photon wave function renor-
(b) Scalar wave function renor-
malization
malization
(c) Photon-scalar mixing
Figure 4.4: Contributions to the effective action
Coefficients in this effective action come from loops. We take the low-energy limit
when the external momenta are small. There are several contributions. Photon wave
function renormalization comes from the diagram on Fig. 4.4a and a similar graph
with a bosonic loop. Wave function renormalizations for Re 𝜎 and Im 𝜎 come from
the diagram on Fig. 4.4b and also similar graph with a bosonic loop. Finally, the
mixing term is given by the diagram on Fig. 4.4c. For the mass distribution (4.1.3)
and the vacuum with Im⟨𝜎⟩ = 0, the normalization factors are:
[︃
(︀√
)︀2 ]︃
2
𝑁 −1
1
1 ∑︁ 1 𝑀𝜉2𝑘 + 2 (Im 𝑚𝑘 )
2 2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑘
=
+
,
𝑒2Re 𝜎
4𝜋
3
𝑀𝜉4𝑘
3
𝑚4𝑛𝑘
𝑘=0
[︃
]︃
2
𝑁
−1
1 ∑︁ 1 3𝑀𝜉2𝑘 − 2 (Im 𝑚𝑘 )
2 (Im 𝑚𝑘 )2
1
=
+
,
𝑒2Im 𝜎
4𝜋
3
𝑀𝜉4𝑘
3 𝑚4𝑛𝑘
𝑘=0
[︃
]︃
𝑁
−1
∑︁
1
1
1 1
2 1
=
+
,
𝑒2𝛾
4𝜋
3 𝑚2𝑛𝑘 3 𝑀𝜉2𝑘
𝑘=0
𝑁 −1 √
1 ∑︁ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(̃︀
𝜇)
𝑏𝛾,Im 𝜎 =
.
2𝜋
𝑀𝜉2𝑘
𝑘=0
(4.3.25)
308
Here, 𝑀𝜉2𝑘 and 𝑚2𝑛𝑘 are the masses of the 𝜉𝑘 and 𝑛𝑘 fields respectively:
√
⃒2
𝜇)⃒
𝑀𝜉2𝑘 = | 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(̃︀
⃒√
⃒2
𝑚2𝑛 = 𝑖⟨𝐷⟩ + 𝜐(̃︀
𝜇)Δ𝑚𝑘 + ⃒ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 ⃒
(4.3.26)
𝑘
We present details of this calculation in Appendix C.
Next we diagonalize the photon-𝜎 mass matrix in (4.3.23), see the next subsection. As we already mentioned this diagonalization shows that the photon acquires a massless component as soon as we switch on 𝜇.
̃︀ This component is responsible
for the presence of the constant electric field in quasivacua. This constant electric
field gives rise to a second mechanism of quasivacua splitting, see (4.3.36). This effect is small at small 𝜇
̃︀ but becomes dominant at larger 𝜇
̃︀ above the phase transition
point. This result can also be derived in a different way which we consider in the
next subsection.
Photon mass
Here we diagonalize the photon-𝜎 mass matrix in (4.3.23) to find the photon
mass4 .
In order to do that, let us write down bare propagators for Im 𝜎 and 𝐴𝜇
that follow immediately from (4.3.23) (in the Minkowski notation):
𝜇 𝜈
𝜇𝜈
− 𝑘 𝑘𝑘2
0
2 𝑔
𝐺𝛾 = −𝑖 𝑒𝛾
𝑘2
1
𝑖
𝐺0Im 𝜎 = − 𝑒2Im 𝜎 2
2
𝑘 − 𝛿𝑚2Im 𝜎
(4.3.27)
where we use the Landay gauge, while 𝛿𝑚2Im 𝜎 is the contribution to the the mass
of the Im 𝜎 field coming from the potential 𝑉 (𝜎) in (4.3.23). In the vicinity of the
true ground state (4.3.17) we have
𝛿𝑚2Im 𝜎 ≈ 4𝜆Λ ln
𝑚𝐺
.
Λ
(4.3.28)
At large 𝜇,
̃︀ 𝛿𝑚2Im 𝜎 ∼ 𝜆2 ln 𝑚𝐺 /Λ, see Sec. 4.3.4.
Consider the photon propagator. Iterating the scalar Im 𝜎 insertions shown in
4
Note that the mass generating mechanism here is not the Higgs mechanism. There is no massless Goldstone
particle. Nevertheless, the theory is gauge invariant. See Appendix D for the explanation.
309
Figure 4.5: Contributions to the photon propagator
Fig. 4.5, we obtain the full photon propagator,
̂︀𝛾 = 𝐺0𝛾
𝐺
1
𝑒2 𝑒2
𝑏2
𝜎 𝛾,Im 𝜎
1 − 𝛾𝑘2Im
−𝛿𝑚2Im 𝜎
(︂
)︂
𝜇 𝜈
𝑘
𝑘
𝑘 2 − 𝛿𝑚2Im 𝜎
2
𝜇𝜈
(︁
)︁
= −𝑖 𝑒𝛾 𝑔 − 2
𝑘
2
2
2
2
2
2
𝑘 𝑘 − 𝛿𝑚Im 𝜎 − 𝑒𝛾 𝑒Im 𝜎 𝑏𝛾,Im 𝜎
(︃
)︃
)︂
(︂
𝜇 𝜈
1
1
𝑘 𝑘
𝐴 2 + (1 − 𝐴) 2
= −𝑖 𝑒2𝛾 𝑔 𝜇𝜈 − 2
𝑘
𝑘
𝑘 − 𝛿𝑚2Im 𝜎 − 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎
(4.3.29)
where the coefficient
𝛿𝑚2Im 𝜎
𝐴=
𝛿𝑚2Im 𝜎 + 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎
(4.3.30)
increases from 0 to 1 as 𝜇
̃︀ runs from zero to infinity. What we see here is that at
non-zero 𝜇,
̃︀ the photon acquires a massless component. In the SUSY case (zero 𝜇)
̃︀
the coefficient 𝐴 vanishes, and we have only the massive component. Note that the
number of physical states do not change since the massless photon has no physical
degrees of freedom in two dimensions. At large 𝜇
̃︀ the massive component becomes
heavy and decouples (𝐴 → 1). We are left with the massless photon much in the
same way as in non-supersymmetric CP(𝑁 − 1) model.
If we do a similar calculation for the Im 𝜎 propagator, we will get simply
̂︀Im 𝜎 = 𝐺0Im 𝜎
𝐺
1
1−
= −𝑖 𝑒2Im 𝜎
𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎
𝑘 2 −𝛿𝑚2Im 𝜎
𝑒2𝛾
1
𝑘 2 − 𝛿𝑚2Im 𝜎 − 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎
(4.3.31)
Just like in [26], we see that the would-be massless phase of the 𝜎 field acquires a
mass
𝑚2arg 𝜏 = 𝛿𝑚2Im 𝜎 + 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎 .
(4.3.32)
310
This effect is taken into account by the additional term (4.3.5) in the effective
potential (4.3.3). At 𝜇
̃︀ = 0 𝛿𝑚2Im 𝜎 = 0 and the mass of the phase of 𝜎 reduces to
(4.3.6). Consider the leading correction at small 𝜆. For the ground state (4.3.17) at
Δ𝑚 = 0 we have
1
𝑒2Im 𝜎
𝑁
≈
4𝜋Λ2
(︂
)︂
(︂
)︂
𝜆 𝑚𝐺
1
𝑁
4 𝜆 𝑚𝐺
1 − 2 ln
,
≈
1−
ln
,
Λ
Λ
𝑒2𝛾
4𝜋Λ2
3Λ
Λ
(︂
)︂
𝑁
𝜆 𝑚𝐺
𝑏𝛾,Im 𝜎 ≈ −
1 − ln
,
2𝜋Λ
Λ
Λ
and, therefore,
𝑚2arg 𝜏
≈ 4Λ
2
(︂
7 𝜆 𝑚𝐺
ln
1+
3Λ
Λ
)︂
.
(4.3.33)
Let us look more closely at the photon propagator (4.3.29) in the small 𝜇
̃︀ limit.
We have
𝜆 𝑀
ln ,
Λ
Λ
and for the massless part of the photon propagator:
𝐴≈
(4.3.34)
𝜇 𝜈
̂︀𝛾,massless
𝐺
𝑔 𝜇𝜈 − 𝑘 𝑘𝑘2 4𝜋
𝑀
= −𝑖
𝜆Λ
ln
𝑘2
𝑁
Λ
(4.3.35)
From this Green function we calculate the electric field produced by a kink with
electric charge +1 and find for the vacuum energy splitting
(︂
)︂2
𝑀
1 2
2𝜋
𝜆 ln
𝐸1 − 𝐸0 = 2 𝐹01 =
2𝑒𝛾
𝑁
Λ
(4.3.36)
Coulomb potential and vacuum energies
In this section we study the formation of a constant electric field in a quasivacuum
generalizing a method developed by Witten in [26] for 𝒩 = (2, 2) supersymmetric
CP(𝑁 − 1) model.
Let us start with the effective action (4.3.23) taking into account the presence
of the trial matter charges,
}︂
{︂
∫︁
√
1 2
*
𝜇
2
𝑆eff = 𝑑 𝑥 − 2 𝐹𝜇𝜈 − 2 𝑏𝛾,Im 𝜎 Im 𝜎 𝐹 + 𝑗𝜇 𝐴 ,
4𝑒𝛾
(4.3.37)
Consider a stationary point-like kink at 𝑥 = 𝑥0 with electric charge +1 described
by the current 𝑗𝜇 = (𝛿(𝑥 − 𝑥0 ), 0) and 𝐹 * = − 12 𝜀𝜇𝜈 𝐹𝜇𝜈 = 𝜕0 𝐴1 − 𝜕1 𝐴0 .
311
We have the equation of motion for the photon:
√
1
− 2 𝜕𝑥 ℰ − 2 𝑏𝛾,Im 𝜎 𝜕𝑥 Im 𝜎 = −𝑗0 ,
𝑒𝛾
(4.3.38)
where
ℰ = 𝐹01
(4.3.39)
is the electric field strength. (See Appendix A for assistance.) Integrating over the
spatial coordinate we obtain
√
1
(ℰ(∞)
−
ℰ(−∞))
+
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 (Im 𝜎(∞) − Im 𝜎(−∞)) = 1
𝑒2𝛾
(4.3.40)
In the supersymmetric case 𝜇
̃︀ = 0 the photon is massive, so there is no constant
electric field, ℰ(∞) = ℰ(−∞) = 0. Therefore we have
√
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 (Im 𝜎(∞) − Im 𝜎(−∞)) = 1
Since
𝑏𝛾,Im 𝜎 =
1 𝑁
,
2𝜋 Λ
(4.3.41)
(4.3.42)
see Eq. (4.3.25) for 𝜇
̃︀ = 0 we get
√
2(Im 𝜎(∞) − Im 𝜎(−∞)) = 2𝜋
Λ
𝑁
(4.3.43)
which, if we set 𝜏 (−∞) = −Λ for the true vacuum, is an approximation of
2𝜋𝑖
𝜏 (∞) = −Λ𝑒 𝑁
(4.3.44)
for the value of 𝜎 VEV in the first quasivacuum, see (4.3.10). This result for the
𝒩 = (2, 2) case has been derived long ago by Witten [26] showing the presence of
𝑁 vacua and kinks interpolating between them.
Now, consider small deformations in the Eq. (4.3.40) for a kink interpolating
between the ground state (4.3.17) at 𝑥 = −∞ and the first quasivacuum (4.3.18) at
𝑥 = +∞. Setting ℰ(−∞) = 0 we get from (4.3.40)
√
1
ℰ(∞)
+
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 (Im 𝜎(∞) − 𝜋) = 1
𝑒2𝛾
(4.3.45)
Using (4.3.18) and (4.3.42) we obtain for the electric field strength
ℰ(∞) = 𝑒2𝛾
𝜆 𝑚𝐺
ln
.
Λ
Λ
(4.3.46)
312
We see that the kink produces a constant electric field now. This gives the contribution to the energy density splitting between the first quasivacuum and the true
vacuum
1 2 2𝜋 (︁
𝑚𝐺 )︁2
(𝐸1 − 𝐸0 )|ℰ = 2 ℰ =
𝜆 ln
2𝑒𝛾
𝑁
Λ
(4.3.47)
This coincides with the result (4.3.36) obtained from the photon-𝜎 diagonalization.
This contribution is small compared to the 𝜎-splitting given by (4.3.11) at small 𝜇.
̃︀
4.3.3
Second order phase transition
As we learned so far, the vacuum energy (or, rather, energy splitting between
the ground state and the first quasivacuum) has two contributions, which depend
on the parameter
𝜆(̃︀
𝜇) 𝑚𝐺
ln
(4.3.48)
Λ
Λ
The first contribution is the splitting of different quasiminima 𝜎𝑖 of the effective
𝜔=
potential (4.3.11). When we turn on 𝜔 (i.e. supersymmetry breaking parameter 𝜇),
̃︀
this contribution at first grows linearly with 𝜔, and then drops to zero when the
𝜎-quasiminima disappear.
The second contribution comes from the electric field of charged kinks interpolating between the quasivacua, see (4.3.36) and (4.3.47). This contribution at first
grows as 𝜔 2 , and at the point when the first 𝜎 quasivacuum disappears, electric field
jumps up5 to saturate (4.3.40).
The jumping point is the same for these two contributions and it is where a
phase transition occurs. Corresponding critical value is 𝜔𝑐 ∼ 1, i.e. (cf. (4.3.22)
and(4.3.19))
𝜆crit = 𝜆(̃︀
𝜇crit ) ∼
Λ
ln
𝑚2𝐺
Λ2
.
(4.3.49)
Full vacuum energy is the sum of these two contributions, and on general grounds
we expect that it does not jump. Rather, its first derivative is discontinuous, and the
phase transition must be of the second order. Numerical calculations confirm this,
see Fig. 4.6. At the point where the quasivacuum disappears, the two contributions
to the vacuum energy jump, and the magnitudes are just right for the total sum to
5
This jumping is not seen from the propagator considerations (4.3.36) since it holds only perturbatively near
the true vacuum and does not take into account the presence of 𝜎-quasivacua.
313
0.000
0.30
0.25
0.334
0.669
1.003
1.338
Potential splitting, numerical
Potential splitting, approximation
Electric kink equation
Full splitting
4 E1 E0
2
N
0.20
0.15
0.10
0.05
0.00
0.000
0.025
0.050
0.075
0.100
/
0.125
0.150
0.175
0.200
Figure 4.6: Different contributions to the vacuum energy. Vertical axis is labeled by the rescaled
energy splitting 𝐸1 − 𝐸0 . Values of the deformation parameter 𝜇
̃︀ are on the lower horizontal
axis (in the units of Λ), while the upper horizontal axis represents the parameter 𝜔 (4.3.48).
Green circles denote the contribution from the electric field (solution of (4.3.40), given by (4.3.47)
below the phase transition point), “+” signs represent the splitting from the potential (4.3.3)
(the blue dashed line is the approximation (4.3.11)). The solid red line is the sum of these two
contributions. Phase transition occurs at 𝜔 ≈ 1 where the full energy displays a discontinuity of
the first derivative. Our model does not allow us to obtain exact results in the vicinity of the
phase transition point, and we have to extrapolate from the left and from the right (red dotted
line continuing the solid red curve).
stay continuous. However, we must point out that we do not have enough accuracy
for the detailed study of the vicinity of the transition point. The point is that we can
trust our formula for the arg 𝜏 potential (4.3.5) only in the vicinities of the minima
(4.3.4), and we do not know the exact form of this potential in regions between any
of two adjacent minima.
At small deformations, the main contribution to the vacuum energy is 𝜎quasivacua splitting (4.3.11). After the transition point, vacuum energy is determi-
314
ned solely by the kink electric field. As we reviewed in Sec. 4.1.1 it is the electric field
that is responsible for the quasivacuum energy splittings in the non-supersymmetric
CP(𝑁 − 1) model. This is consistent with our results, since at large 𝜇
̃︀ above the
phase transition point our model flows to the non-supersymmetric CP(𝑁 −1) model.
To conclude this section we note that parameter 𝜔 relevant for the quasivacua
splitting is enhanced by the large logarithm ln 𝑚𝐺 /Λ ≫ 1. Hence the phase transition point occurs at 𝜇
̃︀𝑐 ∼ 𝜆𝑐 given by (4.3.49), much smaller than 𝜇
̃︀ ∼ Λ. These are
even smaller values of 𝜇
̃︀ as compared to 𝑚𝐺 since we assume 𝑚𝐺 ≫ Λ in order to
keep the bulk theory at weak coupling. At these small values of 𝜇
̃︀ we are way below
the scale of adjoint matter decoupling in the bulk theory which occurs at 𝜇
̃︀ ≫ 𝑚𝐺 .
In particular, the scale Λ of the world sheet theory is close to Λ4𝑑 rather than to its
large-̃︀
𝜇 asymptotic values (4.1.27).
4.3.4
Large deformations
Veff
|EUV|
||
109
0.0
Numerical
Approximation
107
0.2
105
0.4
103
0.6
101
10
0.8
1
1.0
100
102
104
106
108
1010
0
2 109
5 109
7 109
(a) VEV of 𝜏 as a function of 𝜇,
̃︀ double log scale. (b) Vacuum energy as a function of 𝜇,
̃︀ log scale
Figure 4.7: Numerical results for the VEV of 𝜏 and vacuum energy at large deformations
𝜆 ≫ Λ2𝑑 . On the figure a we have VEV of 𝜏 . Dashed line shows the approximate solution
(4.3.51), while the solid line is the result of numerics. One can see that 𝜏 indeed vanishes at
𝜆(̃︀
𝜇) = 𝑚𝐺 . On b we have 𝐸vac . Dashed line shows its asymptotic value 𝐸UV given by (4.3.52).
In the numerical procedure we had set 𝑚𝐺 /Λ = 1010
As we increase the deformation parameter 𝜇
̃︀ , the fermion mass 𝜆 approaches
the UV cutoff scale 𝑚𝐺 and we can expect that the fermions become very heavy and
decouple, effectively taking no part in the dynamics. Therefore, our theory should
315
become the non-supersymmetric CP(𝑁 − 1) model (4.1.1). VEV of 𝜏 field should
become zero.
We can check this directly using our effective potential (4.3.3). Indeed, assume
that 𝜏 ≪ 𝜆 ∼ 𝑚𝐺 . Then we can expand (4.3.3) to obtain
[︃
[︃
⃒ ⃒2 ]︃
⃒ ⃒2 ]︃
⃒
⃒
⃒𝜏 ⃒
⃒
⃒
𝑖𝐷
+
𝜏
𝑖𝐷
+
𝑁
𝑁 ⃒ ⃒2
𝑖𝐷 1 − ln
𝜏
𝒱eff =
+
1 − ln
4𝜋
Λ2
4𝜋
𝑚2𝐺
)︂
(︂
𝑁
𝜆2
𝑁 2
𝜆2
−
· 2 Re 𝜏 · 𝜆 ln 2 − 𝜆 1 − ln 2
4𝜋
𝑚𝐺 4𝜋
𝑚𝐺
(4.3.50)
Minimizing this potential we obtain
𝜏 ≈ −𝜆
ln(𝑚𝐺 /𝜆)
.
ln(𝑚𝐺 /Λ)
(4.3.51)
This formula turns out to be pretty good compared to the exact numerical solution,
see Fig. 4.7a. As 𝜆 approaches the UV cutoff scale 𝑚𝐺 , the VEV of 𝜏 vanishes. The
first term in (4.3.50) reduces to the effective potential for the non-supersymmetric
CP(𝑁 − 1) model, while the last term gives a vacuum energy shift. At 𝜆 = 𝑚𝐺 , the
vacuum energy is
)︀
𝑁 (︀ 2
Λ − 𝑚2𝐺 .
(4.3.52)
4𝜋
This is in agreement with the Appelquist-Carazzone decoupling theorem [71], which
𝐸vac, UV =
states that the effect of heavy fields is limited to the renormalization of physical
quantities. Note that since the supersymmetry is explicitly broken in the world
sheet theory by fermion masses the vacuum energy is not positively defined.
The vacuum energy above is a quantum correction to the classical expression
for the non-Abelian string tension in the bulk theory. The latter was derived in
Chapter 2, see (2.3.17). Together with (4.3.52) it can be written as
)︀
2𝜋 𝑚2𝐺
𝑁 (︀ 2
𝑇 = 𝑚2 2 +
Λ − 𝑚2𝐺 ,
4𝜋
ln 𝐺2 𝑔
(4.3.53)
𝑚
We see that the second term here is just an 𝑂(𝑔 2 ) correction to the classical formula.
At intermediate values of 𝜆 we were able to study this model only numerically.
The results are presented on Fig. (4.7). They show the dependence of ⟨𝜎⟩ and 𝐸vac
on the heavy fermion mass 𝜆. One can see that indeed the VEV of 𝜏 vanishes at
very large 𝜆. Note that we will have ⟨𝑖𝐷⟩ < 0 in a wide range of 𝜆, but this does
not lead to an instability because, according to (4.3.12), the mass of the 𝑛 field is
always positive.
316
4.3.5
Split mass case
Strong1 - Strong2
Strong - Higgs
0.14
0.12
0.10
0.08
0.06
0.04
0.02
0.0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
m
Figure 4.8: Phase transition line between two strong coupling regimes (shown in solid blue).
The dashed line is the phase transition line between the Strong coupling and Higgs regimes, see
Sec. 4.4.2. This plot is a result of numerical calculations for 𝑁 = 16.
The results obtained in the previous section can be generalized to the case
Δ𝑚𝑖0 ̸= 0. Consider the masses on a circle (4.1.3), with the radius Δ𝑚 as the
mass scale of our model.
If we fix some Δ𝑚 and start increasing 𝜇
̃︀ (and, therefore, 𝜆(̃︀
𝜇)), our model
exhibits similar behavior as in the case Δ𝑚 = 0. At 𝜇
̃︀ = 0 the supersymmetry is
unbroken, and there are 𝑁 degenerate vacua. When we switch on the deformation,
the degeneracy is lifted, and eventually all lifted quasivacua decay, which signifies a
phase transition. The set of the phase transition points represents a curve on the
(𝜇, Δ𝑚) plane, see Fig. 4.8
Qualitatively, we see nothing new. However, when Δ𝑚 is large enough, the
theory goes through the phase transition from the strong coupling phase into a
weak coupling phase, so-called “Higgs” phase. This will be the subject of the next
section.
4.4
Higgs regime
When the mass difference Δ𝑚 exceeds some critical value, the theory appears in
the Higgs phase. This phase is characterized by a nonzero VEV of 𝑛. At very weak
317
coupling, we can use the classical Lagrangian (4.1.13) to find the vacuum solution,
𝑛20 = 2𝛽 ,
√
2𝜎 = 𝑚0 ,
𝑖𝐷 = 0 .
(4.4.1)
The vacuum energy is classically zero.
In the supersymmetric case 𝜇
̃︀ = 0 the solution for 𝜎 is exact at large 𝑁 . Moreover, at very large Δ𝑚 the coupling constant 1/𝛽 is small (frozen at the scale Δ𝑚)
and quantum corrections to the classical vacuum solution (4.4.1) are small.
However, at nonzero 𝜇
̃︀ and for Δ𝑚 & Λ, things become more complicated, as we
can no longer rely on the classical equations. Generally speaking, solution (4.4.1)
receives Λ/Δ𝑚 and 𝜇/Λ
̃︀ corrections. We have to work with the quantum equations
(4.2.12) - (4.2.14), and most of the results presented in this section were obtained
from numerical calculations6 .
| 2
0.6
m0 |
Numerical
Approximate
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
0
Figure 4.9: VEV of 𝜏 =
20
40
60
80
100
m
√
2𝜎 − 𝑚0 as a function of Δ𝑚. Solid line is the exact result of
numerical calculation, while stars represent the approximate formula (4.4.2). Here 𝜇
̃︀ = Λ. In
√
numerical calculations we used 𝑁 = 16. One can see that indeed, as Δ𝑚 grows, the VEV of 2𝜎
goes to its classical value 𝑚0 .
First of all, we wish to check that the one loop potential that we derived (4.2.9)
is compatible with the classical limit. Consider the limit of large Δ𝑚 ≫ Λ with
6
In order to do the computations required the author of this thesis had to develop some numerical routines which
are more robust than the standard ones. Some of them can now be found at https://github.com/ievlev9292/
num-robust.
318
some 𝜇
̃︀ fixed. We can expand the vacuum equations (4.2.12) - (4.2.14) in powers of
Λ/Δ𝑚 and easily derive an approximate solution for the ground state VEV
√
𝑚𝐺
ln Δ𝑚
2𝜎 − 𝑚0 ≈ −𝜆(̃︀
𝜇) Δ𝑚 .
ln Λ
(4.4.2)
Fig. 4.9 presents our results for the VEV of 𝜎. One can see that the formula
(4.4.2) gives very good approximation (see also Fig. 4.11a). At large Δ𝑚 we indeed
√
have 2𝜎 ≈ 𝑚0 .
4.4.1
|n|2 =
6.8
Quasivacua
4 Evac
N 2
ren
Ground state
First quasivacuum
300
6.6
250
6.4
200
Ground state
First quasivacuum
150
6.2
100
6.0
Transition point
0.0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
50
0
0.0
(a) |𝑛|2
Transition point
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
(b) (Quasi)vacuum energy
Figure 4.10: Example of Kinks-NoKinks phase transition for Δ𝑚/Λ = 10. Blue solid line refers
to the true ground state 𝑖0 = 0, orange dashed line represents the first quasivacuum 𝑖0 = 1. Value
of the deformation parameter 𝜇
̃︀ is on the horizontal axis (in the units of Λ), the phase transition
point is indicated by an arrow. Both figures are the result of numerical calculations at Δ𝑚/Λ = 10,
𝑁 = 16
Solution (4.4.1) is just one of the possible vacuum states in the Higgs phase. In
the supersymmetric case 𝜇
̃︀ = 0 there are 𝑁 degenerate vacua as dictated by Witten
index. In [69] it was shown that the theory at large Δ𝑚 is in the Higgs phase where
different components of the 𝑁 -plet 𝑛𝑖 develop a VEV. These vacua are characterized
by
√
⟨ 2𝜎⟩ = 𝑚𝑖0 ,
⟨|𝑛𝑖0 |2 ⟩ = 2𝛽 ,
𝑖0 = 0 , . . . , 𝑁 − 1
Moreover, there are kinks interpolating between these vacua.
(4.4.3)
319
| 2
m0 |
| 2
Numerical, ground state
Approximation
7
6
m0 |
108
5
106
4
104
3
102
2
1
100
0
0.0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
102
√
(a) | 2𝜎 − 𝑚0 | at small 𝜇.
̃︀
Figure 4.11: VEV of
√
104
106
108
1010
√
(b) | 2𝜎 − 𝑚0 | at large 𝜇.
̃︀
2𝜎 − 𝑚0 at different scales. Figure a shows small 𝜇.
̃︀ Solid blue line is the
result of numerical calculations, green stars show the approximate formula (4.4.2). Figure b shows
√
large-̃︀
𝜇 behavior (in double log scale). One can see that as 𝜇
̃︀ → 𝑚𝐺 we indeed have 2⟨𝜎⟩ → 𝑚0 .
The plots were made for fixed Δ𝑚/Λ = 10, 𝑚𝐺 /Λ = 1010 , 𝑁 = 16
As we switch on the deformation parameter 𝜇,
̃︀ these vacua split, and at small 𝜇
̃︀
we have one true ground state (4.4.1) and 𝑁 − 1 quasivacua. Let us first consider
this picture from the classical Lagrangian (4.1.13). The classical potential is
⃒2
∑︁
(︀ 𝑖
)︀ ∑︁ ⃒⃒√
⃒
𝑖 2
Re Δ𝑚𝑖0 |𝑛𝑖 |2
𝒱cl (𝑛, 𝜎, 𝐷) = 𝑖 𝐷 𝑛
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽 +
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛 | + 𝜐(𝜇)
𝑖
𝑖
Let us derive the mass spectrum in the vicinity of a vacuum
√
(4.4.4)
2𝜎 = 𝑚𝑖0 for some
𝑖0 . Then 𝑛𝑖 , 𝑖 ̸= 𝑖0 are small, while
𝑛𝑖0 =
√︀
2𝛽 + 𝛿𝑛𝑖0
(4.4.5)
1 ∑︁ 𝑖 2
|𝑛 |
2 · 2𝛽
(4.4.6)
From the 𝐷-term condition
𝛿𝑛𝑖0 ≈ −
𝑖̸=𝑖0
320
200
175
150
/
200
Numerical
Classical approximation
Quantum, approximation
175
150
125
125
100
100
75
75
50
50
25
25
20
40
60
80
100
m
/
Numerical
Classical approximation
Quantum, approximation
20
(a) Agreement with the classical formula (4.4.9)
40
60
80
100
m
(b) Presence of 𝜆 magnifies the effect
if we set 𝜆 = 0
Figure 4.12: Kinks-NoKinks phase transition line. Δ𝑚 on the horizontal axis, 𝜇
̃︀ on the vertical
axis. Solid blue line is the result of numerical calculation of the curve where all quasivacua have
decayed leaving single true ground state. Orange circles represent the classical formula (4.4.9),
̃︀0 = 0 we
green “+” are the quantum approximation (4.4.11). Figure a shows that if we set 𝜆
indeed get good agreement with the classical formula (4.4.9). However, the real scenario (figure
b) is better described by formula (4.4.11)
and the potential (4.4.4) becomes
∑︁
∑︁
2
𝑖 2
𝒱cl ≈
|𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 | |𝑛 | + 𝜐(𝜇)
Re(𝑚𝑖 − 𝑚0 )|𝑛𝑖 |2
𝑖̸=𝑖0
𝑖̸=𝑖0
− 𝜐(𝜇) Re(𝑚𝑖0 − 𝑚0 )
∑︁
|𝑛𝑖 |2
(4.4.7)
𝑖̸=𝑖0
=
∑︁
[︀
]︀
|𝑛𝑖 |2 |𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 |2 + 𝜐(𝜇) Re(𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 )
𝑖̸=𝑖0
so that the mass of the 𝑛𝑖 particle is
𝑀𝑖2 = |𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 |2 + 𝜐(𝜇) Re(𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 )
(4.4.8)
If 𝑀𝑖2 were to turn negative for some 𝑖, this would signify that the vacuum under
consideration is unstable. This happens for all 𝑖0 ̸= 0 if the deformation is large
enough because there are always some 𝑖 with Re(𝑚𝑖 − 𝑚𝑖0 ) < 0.
To be more concrete, consider our choice of the masses (4.1.3). Then for the
vacuum 𝑖0 = 0 we have Re(𝑚𝑖 − 𝑚0 ) > 0 for all 𝑖 ̸= 0, and this vacuum is stable.
However, the vacua 0 < 𝑖0 < 𝑁/2 can be shown to become unstable when the
321
deformation parameter hits the critical value
(︀ )︀
1 − cos 2𝜋
4𝜋 Δ𝑚
(︁
)︁ 𝑁 (︀ )︀ ≈
(︀ 2𝜋𝑖0 )︀
𝜐(𝜇crit,𝑖0 ) = 2Δ𝑚
2𝜋(𝑖0 −1)
2𝜋𝑖0
𝑁
sin
cos
− cos 𝑁
𝑁
𝑁
(4.4.9)
The last step is the large 𝑁 approximation. Similar statement holds for the quasivacua 𝑁/2 < 𝑖0 < 𝑁 , while the quasivacuum number 𝑖0 = 𝑁/2 (for even 𝑁 )
decays when 𝜐(𝜇crit,𝑁/2 ) = 2 Δ𝑚. When 𝜇
̃︀ is above this critical value, the theory
has unique vacuum, and there are no kinks left.
These quasivacua are seen from the one loop potential as well. Following [69], we
can study these quasivacua as follows. Recall that deriving the effective potential
(4.2.9) we assumed that 𝑛 ≡ 𝑛0 can develop a VEV. Now to study quasivacua we
assume that 𝑛𝑖0 is non-zero and integrate out the other components of 𝑛𝑖 . Numerical
calculation show that the resulting effective potential has a minimum for small
deformations, but this minimum fades away at large 𝜇,
̃︀ see Fig. 4.10. On the plot
4.10a, this corresponds to the fact that |𝑛|2 rapidly drops near the phase transition
point. Fig. 4.10b shows that the quasivacua are degenerate when supersymmetry is
unbroken, and that the quasivacuum energy is indeed higher than that of the true
ground state.
Figure 4.12 shows the phase transition curve. One can see that the classical
formula (4.4.9) is valid only in if we set 𝜆 = 0 in (4.1.13), but it is completely
inadequate when the fermions gain extra mass. As we see from Fig. 4.12b massive
fermions magnify the effect.
Let us derive better theoretical formula for the phase transition curve. Consider,
for example, first quasivacuum 𝑖0 = 1. Then in the expression for 𝛽ren (4.2.12) we
will have Δ𝑚𝑖1 = 𝑚𝑖 − 𝑚1 instead of Δ𝑚𝑖0 . Then Re Δ𝑚01 < 0, and for the phase
transition point we can take roughly the point when 𝛽ren → −∞, i.e.
√
𝑖𝐷 + 𝜐(̃︀
𝜇) Re Δ𝑚01 + | 2𝜎 − 𝑚0 |2 = 0.
(4.4.10)
Using (4.1.23), (4.1.24), (4.4.2) and an analog of (4.2.13) one can show that the
phase transition occurs at the point
𝜇
̃︀crit ≈
2 Δ𝑚
.
ln 𝑚𝐺 /Δ𝑚
̃︀
1 + 𝜆0
(4.4.11)
ln Δ𝑚/Λ
At very large values of 𝜇
̃︀ all but one vacua have decayed, and the world sheet
√
theory flows to the non-supersymmetric model. In this limit the VEV of 2𝜎 is
322
again tends to 𝑚0 . Indeed, at large 𝜇
̃︀ we can solve the vacuum equations (4.2.12) (4.2.14) approximately, and using the expression for Λ (4.1.27), we find that
√
Δ𝑚 𝑚2𝐺
𝜇
̃︀
𝜇
̃︀
ln
ln
2𝜎 − 𝑚0 ∼
𝜇
̃︀2
Δ𝑚 𝑚𝐺
(4.4.12)
which vanishes at large values of 𝜇.
̃︀ This is supported by numerical calculations, see
Fig. 4.11b.
4.4.2
|n|2 =
Strong - Higgs phase transition
1.2
| 2
1.55
1.0
1.50
ren
m|
1.45
0.8
1.40
0.6
1.35
0.4
1.30
0.2
1.25
Transition point
0.0
0.0
0.2
0.4
0.6
1.20
0.8
1.0
1.2
m
1.15
0.0
(a) |𝑛|2
lnmG
0.2
Transition point
0.4
(b)
0.6
0.8
1.0
1.2
m
√
2𝜎 − 𝑚
Figure 4.13: Strong - Higgs phase transition: VEVs. The curves show an example of the phase
transition for fixed 𝜇/Λ
̃︀ = 0.03, 𝑁 = 16. Mass scale Δ𝑚 is on the horizontal axis. Location of the
phase transition point is indicated with an arrow. On the figure b, the position approximate strong
coupling VEV (4.3.17) is signified on the vertical axis by a blue dashed line. One can see that
the character of the phase transition is qualitatively the same as in the pure non-supersymmetric
(4.1.1) and supersymmetric (4.1.7) models, see [64, 69].
It was found in [64, 69] that for the non-supersymmetric CP(𝑁 −1) model (4.1.1)
and for the supersymmetric CP(𝑁 − 1) model (4.1.7) a phase transition between
strong coupling and Higgs phases occurs at the point Δ𝑚 = Λ. At large Δ𝑚 the
theory is weakly coupled and in the Higgs phase, while at small Δ𝑚 we have a
strong coupling phase. We expect similar behavior in our deformed model (4.1.13).
Following [64, 69] we identify the Higgs-strong coupling phase transition with a
curve where |𝑛20 | = 2𝛽ren turn negative. Thus we are looking for the solutions of the
323
4 Evac
N 2
0.5
True ground state energy
Strong coupling
Higgs
Transition point
0.0
0.5
1.0
1.5
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
m
Figure 4.14: Strong-Higgs phase transition: energy. Red thick line is a numerical result for the
ground state vacuum energy. Solid blue line to the right of the phase transition point is a numerical
continuation of the strong coupling vacuum energy into the Higgs regime. Vice versa, dashed green
line below the phase transition is a numerical continuation of the Higgs regime vacuum energy
into the strong coupling (corresponds to the unphysical “state” with formally |𝑛|2 < 0. At the
phase transition point these two curves touch, and |𝑛|2 = 0. This plot is qualitatively the same
as in the pure non-supersymmetric (4.1.1) and supersymmetric (4.1.7) models, see [64, 69] In the
numerical procedure we have set 𝜇/Λ
̃︀ = 0.03, 𝑁 = 16
equation
𝛽ren = 0,
(4.4.13)
where 𝛽ren is given by (4.2.12).
In 𝒩 = (2, 2) supersymmetric model at 𝜇
̃︀ = 0 a phase transition is at Δ𝑚 = Λ
[69]. The case 𝜇
̃︀ ̸= 0 is more complicated. We were not able to solve the vacuum
equations (4.2.12) - (4.2.14) exactly, but an approximate calculation can be done in
regions of small and very large 𝜇.
̃︀
First consider the region 𝜇
̃︀ . Λ, and assume that the VEV of 𝜎 is real-valued
(this assumption is correct for the true ground state anyway). Then, using (4.2.13)
and the identity
𝑁
−1
∏︁
𝑘=1
(︂ )︂
𝑁
𝜋𝑘
= 𝑁 −1 ,
sin
𝑁
2
(4.4.14)
324
Numerical
Approximate formula, N=16
Approximate formula, N=
2.00
1.75
1.50
1.25
1.00
0.75
0.50
0.25
0.00
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
m
Figure 4.15: Strong-Higgs phase transition line. Δ𝑚 on the horizontal axis, 𝜇
̃︀ on the vertical
axis. Solid black line is the numerical result for 𝑁 = 16. Dotted red line is the 𝑁 = 16 approximate
formula (4.4.17). Dashed blue line is the 𝑁 → ∞ approximate formula (4.4.18)
we can rewrite (4.2.12) as
(︃
(︃
)︃)︃
√
Δ𝑚
1
1
𝜐(̃︀
𝜇) − 2( 2𝜎 − 𝑚0 )
2(𝑁 − 1)
ln
+
ln 𝑁 + ln 1 +
2𝛽ren =
4𝜋
Λ
𝑁 −1
2
2Δ𝑚
(4.4.15)
Equating this to zero yields
√
𝜐(̃︀
𝜇) − 2( 2𝜎 − 𝑚0 ) = 2Δ𝑚
(︃(︂
Λ
Δ𝑚
)︃
)︂2
𝑁
− 𝑁 2−1
−1
(4.4.16)
At small deformations we can use the approximation 𝜐(̃︀
𝜇) ≈ 𝜇,
̃︀ see (4.1.23). Moreover, in the strong coupling phase at fixed 𝜇,
̃︀ the VEV of 𝜎 does not depend
on Δ𝑚 (this is exactly true in the supersymmetric and pure non-supersymmetric
CP(𝑁 − 1) models), and we can use Δ𝑚 = 0 approximation (4.3.17) right up until
the phase transition point. Then, from (4.4.16) we can actually derive the equation
for the phase transition curve:
𝜇
̃︀crit
Λ2 − 2
2
𝑁 𝑁 −1 − Λ − Δ𝑚
= Δ𝑚
,
𝑚𝐺
̃︀
1 + 2 𝜆0 ln
Λ
(4.4.17)
325
or, sending 𝑁 → ∞,
(2Λ + Δ𝑚) (Λ − Δ𝑚)
(︁
(4.4.18)
𝑚𝐺 )︁
̃︀
Δ𝑚 1 + 2 𝜆0 ln
Λ
These formulas give a good approximation for the phase transition curve, see
𝜇
̃︀crit =
Fig. 4.15. We see that with 𝜇
̃︀crit growing, Δ𝑚crit monotonically decreases. Moreover,
comparing (4.4.17) and (4.4.18), we can test the validity of our numerical calculations
compared to the large-𝑁 limit, as the numerics is done, of course, for a finite 𝑁 7 .
In the region of large deformations, 𝜇
̃︀ ≫ 𝑚𝐺 . We have
2𝛽ren
𝜐(𝜇crit ) Δ𝑚crit + Δ𝑚2crit
𝑁
= 0,
ln
∼
4𝜋
Λ22𝑑
(4.4.19)
where Λ2𝑑 is exponentially small given by (4.1.22). From (4.1.23) and (4.1.27) we
derive up to logarithmic factors
Δ𝑚crit
(︂
)︂
=1 2
2
(Λ𝒩
)
𝜇
̃︀
𝜇
̃︀
crit
crit
∼ 4𝑑 2
exp −const 2 ,
𝑚𝐺
𝑚𝐺
(4.4.20)
where where we assumed that Δ𝑚 ≪ 𝑚, Here we see again that Δ𝑚crit monotonically decreases as 𝜇
̃︀crit becomes larger.
4.5
Phase diagram of the worldsheet theory
In this Chapter we have studied dynamics of the 𝜇-deformed CP(𝑁 − 1) model
(4.1.13). It arises as a world sheet theory of the non-Abelian string in 𝒩 = 2
supersymmetric QCD, deformed by a mass term 𝜇 for the adjoint matter. When
𝜇
̃︀ is small, the two-dimensional theory is the 𝒩 = (2, 2) supersymmetric CP(𝑁 −
1) model. As we increase the deformation parameter, the bulk theory flows to
𝒩 = 1 SQCD, while the world sheet theory becomes a non-supersymmetric 𝜇deformed CP(𝑁 − 1) model. This happens because fermion zero modes present in
the bulk of the 𝒩 = 2 theory are lifted when we switch on 𝜇.
̃︀ As a consequence, at
large 𝜇
̃︀ world sheet fermions become heavy and decouple, leaving us with the pure
bosonic CP(𝑁 − 1) model. In this Chapter we studied this transition in detail using
the large 𝑁 approximation.
7
In the numerical calculations for this Chapter, we took 𝑁 = 16. Rough estimate of the accuracy from (4.4.17)
and (4.4.18) is 1 − 𝑁 −1/(𝑁 −1) ≈ 0.17, i.e. qualitatively we can trust our results.
326
ling d
e
oup
g c minat
ron
St ric do
ct
Ele
Higgs regime
No kinks
Strong coupling
quasivacua
Cascade of
N-1 transitions
Higgs regime
N kinks
Figure 4.16: Whole phase diagram (schematically). Δ𝑚 on the horizontal axis, 𝜇
̃︀ on the vertical
axis. Cascade of 𝑁 − 1 curves corresponds to the disappearance of kinks between the ground state
and quasivacua. Dashed lines are drawn based on a general argument, since the 1/𝑁 expansion
gives poor approximation in this region.
𝜇-Deformed CP(𝑁 − 1) model has two 𝑁 -independent parameters, the deformation 𝜇
̃︀ (see (4.1.18)) and the mass scale Δ𝑚 which is the scale of the quark
mass differences in the bulk theory. We obtained a non-trivial phase diagram in the
(Δ𝑚, 𝜇)
̃︀ plane, with two strong coupling phases and two Higgs phases separated
by three critical curves with two tricritical points. This phase diagram is shown on
Fig. 4.16.
When 𝜇
̃︀ goes to zero, the supersymmetry is unbroken, and the theory is either
in the strong coupling phase ( at small Δ𝑚 ) or in the Higgs phase (large Δ𝑚, weak
coupling). In both phases there are 𝑁 degenerate vacua, and kinks interpolating
between neighboring vacua are not confined. In the strong coupling phase at small
Δ𝑚 the photon becomes dynamical and acquire mass due to the chiral anomaly.
As we switch on the deformation parameter degenerate vacua split. At strong
coupling we get a unique ground state and 𝑁 − 1 quasivacua, while the photon develops a small massless component. Kinks are now confined. When the deformation
𝜇
̃︀ is small, the confinement is due to the splitting of the 𝜎-quasivacua energies. As
𝜇
̃︀ gets larger eventually we cross the critical line where original 𝜎-quasivacua decay.
327
Now the quasivacua splitting and confinement of kinks is only due to the constant
electric field.
In the Higgs phase at large Δ𝑚 the theory is at weak coupling. The 𝑛 field
develop a VEV, photon is unphysical and heavy due to the Higgs mechanism. When
𝜇
̃︀ is small enough energies of 𝑁 degenerate vacua split, and kinks interpolating
between the neighboring quasivacua are confined. However as we increase 𝜇
̃︀ it
crosses critical lines where (see e.g. (4.4.9)) quasivacua decay one by one leaving the
theory with a single ground state, and thus without kinks.
In this Chapter we have shown that results obtained in Chapter 2 for the 𝜇deformed bulk theory agree with the world sheet considerations. We can either go
to the world sheet in the 𝒩 = 2 theory and then take the large 𝜇
̃︀ limit, or first
apply the large deformation in the bulk and then go to the world sheet theory. In
other words, the following diagram is commutative:
4d 𝒩 = 2 SQCD
worldsheet
large 𝜇
̃︀
large 𝜇
̃︀
4d 𝒩 = 1 SQCD
2d 𝒩 = (2, 2) CP(𝑁 − 1)
worldsheet
(4.5.1)
2d 𝒩 = 0 CP(𝑁 − 1)
We note however that a derivation of the world sheet theory at intermediate values
of 𝜇
̃︀ is still absent.
As we already discussed we interpret kinks of the world sheet theory as confined
monopoles of the four-dimensional SQCD. Our results show, in particular, that at
large 𝜇,
̃︀ when the bulk theory basically becomes 𝒩 = 1 SQCD, monopoles survive
only in the strong coupling phase at very small mass differences below the critical
line (4.4.20). In the Higgs phase quasivacua decay at large 𝜇
̃︀ which means that
confined monopole and antimonopole forming a ”meson” on the string ( see Fig. 4.1)
annihilate each other and disappear. This confirms a similar conclusion of Chapter 2.
The results of this Chapter are published in the paper [22] and in the graduation
work [72].
328
CHAPTER 5
String “baryon” of the 𝒩 = 2 supersymmetric QCD
In the previous Chapters, we were mostly concerned with the 𝒩 = 1 limit of the
supersymmetric QCD. In this Chapter we are going to take a step in a “perpendicular” direction and consider the 𝒩 = 2 theory in another special limit, when the
𝛽-function in the 4d vanishes, and the bulk theory becomes superconformal1 . This
highly symmetric setting allows one to make far going advances and even derive the
hadron spectrum (at least in part).
5.1
Overview
In 2015 a non-Abelian semilocal vortex string was discovered possessing a world-
sheet theory which is both superconformal and critical [29]. This string is supported
in four-dimensional 𝒩 = 2 super-QCD with the U(𝑁 = 2) gauge group, 𝑁𝑓 = 4 flavors of quarks and a Fayet-Iliopoulos term [28]. Due to the extended supersymmetry,
the gauge coupling in the 4D bulk could be renormalized only at one loop. With
our judicial choice of the matter sector (𝑁𝑓 = 2𝑁 ) the one-loop renormalization
cancels. No dynamical scale parameter Λ is generated in the bulk 2 .
This is also the case in the world-sheet theory described by the weighted CP
model (WCP(2, 2)), see Sec. 1.2 and here below. Its 𝛽 function vanishes, and the
overall Virasoro central charge is critical [29]. This happens because in addition to
four translational moduli, non-Abelian string has six orientational and size moduli
described by WCP(2, 2) model. Together, they form a ten-dimensional target space
required for a superstring to be critical. The target space of the string sigma model is
R4 × 𝑌6 , a product of the flat four-dimensional space and a Calabi-Yau non-compact
threefold 𝑌6 , namely, the conifold.
1
2
In fact, it is not exactly conformal; this will be explained below.
However, conformal invariance of 4D SQCD is broken by the Fayet-Iliopoulos term.
329
This allows one to apply string theory for consideration of the closed string
spectrum and its interpretation as a spectrum of hadrons in 4D 𝒩 = 2 SQCD. The
vortex string at hand was identified as the string theory of Type IIA [30].
The study of the above vortex string from the standpoint of string theory, with
the focus on massless states in four dimensions has been started in [30, 31]. Later
the low lying massive string states were found by virtue of little string theory [73].
Generically, most of massless modes have non-normalizable wave functions over the
conifold 𝑌6 , i.e. they are not localized in 4D and, hence, cannot be interpreted as
dynamical states in 4D SQCD. In particular, no massless 4D gravitons or vector
fields were found in the physical spectrum in [30]. However, a single massless BPS
hypermultiplet in the 4D bulk was detected at a self-dual point (at strong coupling).
It is associated with deformations of a complex structure of the conifold and was
interpreted as a composite 4D “baryon.” 3
Our general strategy is as follows. We explore the BPS protected sector of
the world-sheet model, two-dimensional WCP(2, 2) , starting from weak coupling
𝛽 ≫ 1, where 𝛽 is the inverse coupling4 . This procedure requires an infra-red
regularization. To this end we introduce masses of quarks in 4D SQCD. They
translates into four twisted masses in the world-sheet WCP(2, 2) (two for 𝑛𝑃 and
two for 𝜌𝐾 ) which we arrange in a certain hierarchical order. We find both vacua
of the theory, and study distinct kinks (in the mirror representation). Thus the
vacuum structure and kink spectrum of this theory are known exactly, and so are
all curves (walls) of the marginal stability (CMS). Then we move towards strong
coupling 𝛽 ∼ 0 carefully identifying CMS in the complex 𝛽 plane. At each step
we determine which kinks decay on CMS and which are stable upon crossing and
establish their relation to four-dimensional monopoles using the so called 2D-4D
correspondence, the coincidence of BPS spectra in 4D 𝒩 = 2 SQCD and in the
string world-sheet theory, see Sec. 1.3 and [7, 8, 32].
At strong coupling we use 2D-4D correspondence to confirm that our 4D SQCD
enters the so called “instead-of-confinement” phase found earlier in asymptotically
free versions of SQCD [74], see [13] for a review. This phase is qualitatively similar to
3
If the gauge group is U(2), as is our case, there are no bona fide baryons. We still use the term baryon because
of a particular value of its charge 𝑄𝐵 (baryon) = 2 with respect to the global unbroken U(1)𝐵 , see Sec. 5.2.
4
Note that in Chapters 2 and 4 the 2D coupling was denoted as 2𝛽, while here it’s just 𝛽.
330
the conventional QCD confinement: the quarks and gauge bosons screened at weak
coupling, at strong coupling evolve into monopole-antimonopole pairs confined by
non-Abelian strings. They form monopole mesons and baryons shown in Fig. 1.1 (on
page 234). The role of the constituent quark in this phase is played by the confined
monopole.
Needless to say, the quark masses break the global symmetry
̃︀ ) × U(1)𝐵 ,
SU(𝑁 )𝐶+𝐹 × SU(𝑁
(5.1.1)
cf. (1.1.3). At the very end we tend them to zero, restoring the global symmetries,
as well as conformal invariance of the world-sheet theory on the string. Moreover,
If we introduce non-zero quark masses the Higgs branch (1.1.4)
̃︀ .
dim ℋ = 4𝑁 𝑁
(5.1.2)
is lifted and bifundamental quarks acquire masses (𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 ), 𝑃 = 1, 2, 𝐾 = 3, 4.
Note that bifundamental quarks form short BPS multiplets and their masses do not
receive quantum corrections, see [11] for details.
Our main result is the emergence (at 𝛽 = 0) of a short BPS massless “baryon”
supermultiplet with the U(1)𝐵 charge 𝑄𝐵 = 2. In this way we demonstrate that
the massless “baryon” state which had been previously observed using string theory
arguments [30] is seen in the field-theoretical approach too. We believe this is the
first example of this type.
To obtain this result we use the following strategy.
It is known that
WCP(2, 2) model at 𝛽 = 0 has a marginal deformation associated with the deformation of the complex structure of the conifold. Since WCP(2, 2) model is a
world-sheet theory on the non-Abelian string the natural question to address is
what is the origin of this deformation in 4D SQCD. On general grounds one expects
that this could be some parameter of the 4D theory such as a coupling constant.
Another option is that it could be a modulus, a vacuum expectation value of a certain dynamical field. We show using 2D-4D correspondence (see Sec. 1.3) that the
latter option is realized in the case at hand. A new non-perturbative Higgs branch
opens up at 𝛽 = 0 in 4D SQCD. The modulus parameter on this Higgs branch is
the VEV of the massless BPS baryon constructed from four monopoles connected
by confining strings as shown in Fig. 1.1b.
331
So, the theory that we will be working with in this Chapter is the
WCP(2, 2) sigma model, see Sec. 1.2. It can be defined as a low energy limit of
the U(1) gauge theory [40]. The bosonic part of the action reads 5
{︂
∫︁
⃒
⃒
⃒
⃒
1 2
1
⃒ ˜ 𝐾 ⃒2
2
𝑃 ⃒2
⃒
𝑆 = 𝑑 𝑥 ∇𝛼 𝑛
+ ⃒∇𝛼 𝜌 ⃒ + 2 𝐹𝛼𝛽
+ 2 |𝜕𝛼 𝜎|2
4𝑒
𝑒
}︃
⃒
⃒2
⃒2
⃒
2 (︀
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
⃒
)︀
𝑚
𝑒
𝑚
2
2
2
𝐾
𝑃
+ 2 ⃒⃒𝜎 + √ ⃒⃒ ⃒𝑛𝑃 ⃒ + 2 ⃒⃒𝜎 + √ ⃒⃒ ⃒𝜌𝐾 ⃒ +
|𝑛𝑃 |2 − |𝜌𝐾 |2 − 𝑟
,
2
2
2
𝑃 = 1, 2 ,
(5.1.3)
𝐾 = 3, 4 .
Here, 𝑚𝐴 (𝐴 = 1, .., 4) are the so-called twisted masses (they come from 4D quark
masses), while 𝑟 is the inverse coupling constant (2D FI term). Note that 𝑟 is the
real part of the complexified coupling constant introduced in Eq. (1.2.5),
𝑟 = Re 𝛽 .
From action (5.1.3) for WCP(2, 2) it is obvious that this model is self-dual. The
duality transformation
𝛽 → 𝛽̃︀ = −𝛽
𝑚1,2 → 𝑚
̃︀ 1,2 = −𝑚3,4
𝑚3,4 → 𝑚
̃︀ 3,4 = −𝑚1,2
(5.1.4)
𝜎→𝜎
̃︀ = −𝜎
exchanges the roles of the orientation moduli 𝑛𝑃 and size moduli 𝜌𝐾 . The point
𝛽 = 0 is the self-dual point.
5.2
Massless 4D baryon from string theory
The world-sheet WCP(2, 2) model (5.1.3) is conformal and due to 𝒩 = (2, 2)
supersymmetry the metric of its target space is Kähler. The conformal invariance of
the model also ensures that this metric is Ricci flat. Thus the target space of model
(5.1.3) is a Calabi-Yau manifold.
Moreover,
as we explained in the previous Section the world-sheet
WCP(2, 2) model has six real bosonic degrees of freedom. Its target space defi5
Equation (5.1.3) and similar expressions below are given in Euclidean notation.
332
ned by the 𝐷-term condition
|𝑛𝑃 |2 − |𝜌𝐾 |2 = 𝛽
(5.2.1)
plus gauge invariance, is a six dimensional non-compact Calabi-Yau space 𝑌6 known
as conifold, see [75] for a review. Together with four translational moduli of the
non-Abelian vortex it forms a ten dimensional target space R4 × 𝑌6 required for a
superstring to be critical [29].
In this section we briefly review the only 4D massless state found from the string
theory of the critical non-Abelian vortex [30]. It is associated with the deformation
of the conifold complex structure. As was already mentioned, all other massless
string modes have non-normalizable wave functions over the conifold. In particular,
4D graviton associated with a constant wave function over the conifold 𝑌6 is absent
[30]. This result matches our expectations since we started with 𝒩 = 2 SQCD in
the flat four-dimensional space without gravity.
We can construct the U(1) gauge-invariant “mesonic” variables
𝑤𝑃 𝐾 = 𝑛𝑃 𝜌𝐾 .
(5.2.2)
These variables are subject to the constraint
det 𝑤𝑃 𝐾 = 0.
(5.2.3)
Equation (5.2.3) defines the conifold 𝑌6 . It has the Kähler Ricci-flat metric and
represents a non-compact Calabi-Yau manifold [40, 75, 76]. It is a cone which can
be parametrized by the non-compact radial coordinate
𝑟̃︀2 = Tr 𝑤𝑤
¯
(5.2.4)
and five angles, see [76]. Its section at fixed 𝑟̃︀ is 𝑆2 × 𝑆3 .
At 𝛽 = 0 the conifold develops a conical singularity, so both 𝑆2 and 𝑆3 can
shrink to zero. The conifold singularity can be smoothed out in two distinct ways:
by deforming the Kähler form or by deforming the complex structure. The first
option is called the resolved conifold and amounts to keeping a non-zero value of 𝛽
in (5.2.1). This resolution preserves the Kähler property and Ricci-flatness of the
metric. If we put 𝜌𝐾 = 0 in (5.1.3) we get the CP(1) model with the 𝑆2 target
√
space (with the radius 𝛽). The resolved conifold has no normalizable zero modes.
333
In particular, the modulus 𝛽 which becomes a scalar field in four dimensions has
non-normalizable wave function over the 𝑌6 and therefore is not dynamical [30].
If 𝛽 = 0 another option exists, namely a deformation of the complex structure
[75]. It preserves the Kähler structure and Ricci-flatness of the conifold and is usually
referred to as the deformed conifold. It is defined by deformation of Eq. (5.2.3),
namely,
det 𝑤𝑃 𝐾 = 𝑏 ,
(5.2.5)
where 𝑏 is a complex number. Now the 𝑆3 can not shrink to zero, its minimal size
is determined by 𝑏.
The modulus 𝑏 becomes a 4D complex scalar field. The effective action for
this field was calculated in [30] using the explicit metric on the deformed conifold
[76, 77, 78],
∫︁
𝑆(𝑏) = 𝑇
𝑇 2 𝐿4
,
𝑑 𝑥|𝜕𝜇 𝑏| log
|𝑏|
4
2
(5.2.6)
where 𝐿 is the size of R4 introduced as an infrared regularization of logarithmically
divergent 𝑏 field norm.6
We see that the norm of the 𝑏 modulus turns out to be logarithmically divergent
in the infrared. The modes with the logarithmically divergent norm are at the
borderline between normalizable and non-normalizable modes. Usually such states
are considered as “localized” ones. We follow this rule. This scalar mode is localized
near the conifold singularity in the same sense as the orientational and size zero
modes are localized on the vortex-string solution.
The field 𝑏 being massless can develop a VEV. Thus, we have a new Higgs branch
in 4D 𝒩 = 2 SQCD which is developed only for the critical value of the 4D coupling
constant
7
associated with 𝛽 = 0.
In [30] the massless state 𝑏 was interpreted as a baryon of 4D 𝒩 = 2 QCD. Let
us explain this. From Eq. (5.2.5) we see that the complex parameter 𝑏 (which is
promoted to a 4D scalar field) is a singlet with respect to both SU(2) factors in the
global world-sheet group8
SU(2) × SU(2) × U(1)𝐵 ,
6
(5.2.7)
The infrared regularization on the conifold 𝑟̃︀max translates into the size 𝐿 of the 4D space because the variables
𝜌 in (5.2.4) have an interpretation of the vortex string sizes, 𝑟̃︀max ∼ 𝑇 𝐿2 .
7
The complexified 4D coupling constant 𝜏 = 1 at this point, see Sec. 5.9.
8
Which is isomorphic to the 4D global group (5.1.1).
334
cf. (1.2.3). Recall from (1.2.4) that the fields 𝑛 and 𝜌 transform in the following
representations:
𝑛:
(2, 1, 0) ,
𝜌:
(1, 2, 1) .
(5.2.8)
What about the baryonic charge of the field 𝑏? From (5.2.8) and (5.2.5) we see that
the 𝑏 state transforms as
(1, 1, 2).
(5.2.9)
In particular it has the baryon charge 𝑄𝐵 (𝑏) = 2.
To conclude this section let us note that in type IIA superstring the complex
scalar associated with deformations of the complex structure of the Calabi-Yau space
enters as a 4D 𝒩 = 2 BPS hypermultiplet. Other components of this hypermultiplet
can be restored by 𝒩 = 2 supersymmetry. In particular, 4D 𝒩 = 2 hypermultiplet
should contain another complex scalar ˜𝑏 with baryon charge 𝑄𝐵 (˜𝑏) = −2. In the
stringy description this scalar comes from ten-dimensional three-form, see [79] for a
review.
Below in this Chapter we study the BPS kink spectrum of the world-sheet model
(5.1.3) using purely field theory methods. Besides other results we use the 2D4D correspondence to confirm the emergence of 4D baryon with quantum numbers
(5.2.9) and the presence of the associated non-perturbative Higgs branch at 𝛽 = 0.
5.3
Kink mass from the exact superpotential
As was mentioned above, the WCP(2, 2) model (5.1.3) supports BPS saturated
kinks interpolating between different vacua. In this section we will obtain the kink
central charges and, consequently, their masses.
5.3.1
Exact central charge
For the model at hand we can obtain an exact formula for the BPS kink central
charge. This is possible because for this model an exact twisted superpotential
obtained by integrating out 𝑛 and 𝜌 supermultiplets is known. It is a generalization
[44, 45] of the CP(𝑁 − 1) model superpotential [32, 40, 42, 43] of the Veneziano-
335
Yankielowicz type [80]. In the present case 𝑁𝑓 = 2𝑁 = 4 it reads:
{︃
)︁ (︁√
)︁
∑︁ (︁√
1
𝒲WCP (𝜎) =
2 𝜎 + 𝑚𝑃 ln
2 𝜎 + 𝑚𝑃
4𝜋
𝑃 =1,2
−
∑︁ (︁√
)︁
2 𝜎 + 𝑚𝐾 ln
(︁√
)︁
2 𝜎 + 𝑚𝐾 + 2𝜋
√
}︃
2 𝜎 𝛽 + const , (5.3.1)
𝐾=3,4
where we use one and the same notation 𝜎 for the twisted superfield [40] and its
lowest scalar component. To study the vacuum structure of the theory we minimize
this superpotential with respect to 𝜎 to obtain the 2D vacuum equation
)︁
)︁
∏︁ (︁√
∏︁ (︁√
−2𝜋𝛽
2 𝜎 + 𝑚𝑃 = 𝑒
·
2 𝜎 + 𝑚𝐾 .
𝑃 =1,2
(5.3.2)
𝐾=3,4
The invariance of equation (5.3.2) under the duality transformation (5.1.4) is evident.
The vacuum equation (5.3.2) has two solutions (VEVs) 𝜎1,2 , which means that
generically there are two degenerate vacua in our theory. Therefore, there are BPS
kinks interpolating between these two vacua. Their masses are given by the absolute
value of the central charge,
𝑀BPS = |𝑍|.
(5.3.3)
The central charge can be found by taking the appropriate difference of the superpotential (5.3.1) calculated at distinct roots [32, 44, 45]. Say, for the kink interpolating
between the vacua 𝜎2 and 𝜎1 , the central charge is given by
𝑍BPS = 2 [𝒲WCP (𝜎1 ) − 𝒲WCP (𝜎2 )]
[︃ 𝑁
]︃
√
√
𝑁𝑓
𝑐
∑︁
∑︁
1
2𝜎1 + 𝑚𝑃
2𝜎1 + 𝑚𝐾
=
𝑚𝑃 ln √
−
𝑚𝐾 ln √
.
2𝜋
2𝜎
+
𝑚
2𝜎
+
𝑚
2
𝑃
2
𝐾
𝑃 =1
𝐾=𝑁𝑐 +1
(5.3.4)
Note that in order for this equation to transform well under the 𝑆 duality transformation, we must assume that the masses are transformed as 𝑚𝑃 → −𝑚𝐾 , 𝑚𝐾 → −𝑚𝑃 .
The central charge formula (5.3.4) contains logarithms, which are multivalued.
Distinct choices differs by contributions 𝑖𝑚𝐴 ×integer. In addition to the topological
charge, the kinks can carry Noether charges with respect to the global group (5.2.7)
broken down to U(1)3 by the mass differences. This produces a whole family of
dyonic kinks. We stress that all these kinks interpolate between the same pair of
vacua 𝜎1 and 𝜎2 . In Eq. (5.3.4) we do not specify these dyonic contributions. Below
336
in this Chapter we present a detail study of the BPS kink spectrum in different
regions of the coupling constant 𝛽.
The 𝜎 vacua are found by solving equation (5.3.2),
√︃
−2𝜋𝛽
√
Δ𝑚 1 + 𝑒
(𝛿𝑚12 )2 − 𝑒−2𝜋𝛽 (𝛿𝑚34 )2
𝑒−2𝜋𝛽
2
2𝜎± = −
±
+ Δ𝑚
.
2 1 − 𝑒−2𝜋𝛽
4(1 − 𝑒−2𝜋𝛽 )
(1 − 𝑒−2𝜋𝛽 )2
(5.3.5)
In writing down this formula we have used the following parametrization of the
masses:
Δ𝑚 = 𝑚 − 𝑚
̃︀ ,
Δ𝑚2 =
(︀
)︀2
𝑚−𝑚
̃︀ ,
(5.3.6)
𝛿𝑚12 = 𝑚1 − 𝑚2 ,
𝛿𝑚34 = 𝑚3 − 𝑚4 ,
̃︀ are the averages of bare masses of the 𝑛𝑃 and 𝜌𝐾 fields, respectively,
where 𝑚 and 𝑚
𝑚=
𝑚1 + 𝑚2
,
2
𝑚
̃︀ =
𝑚3 + 𝑚4
.
2
(5.3.7)
From (5.3.5) we immediately observe that generically one of the roots grows indefinitely near the self-dual point 𝛽 = 0, while the other remains finite. This will turn
out to be important for consideration of kinks at strong coupling.
The Argyres-Douglas (AD) points [81] correspond to fusing the two vacua. In
these points certain kinks become massless. Given the solution (5.3.5), the AD
points arise when the expression under the square root vanishes. The formula for
the positions of the AD points in the 𝛽 plane can be expressed as
√︀
(︀
)︀ 𝑚1 − 𝑚2
𝑒−2𝜋𝛽𝐴𝐷 = 2𝑃 − 1 ± 2 𝑃 (𝑃 − 1) ·
,
𝑚3 − 𝑚4
(5.3.8)
where 𝑃 is a conformal cross-ratio,
𝑃 [𝑚1 , 𝑚4 , 𝑚3 , 𝑚2 ] =
(𝑚1 − 𝑚4 )(𝑚3 − 𝑚2 )
.
(𝑚1 − 𝑚2 )(𝑚3 − 𝑚4 )
(5.3.9)
Formula (5.3.8) may have singularities. Values 𝑃 = 0, 1 correspond to a Higgs
brunch opening up, while at 𝑃 → ±∞ one of AD points runs away to 𝛽 → ±∞.
There is not much interesting going on at these singularities, and at generic masses
formula (5.3.8) is perfectly fine. Therefore, we will not consider these points here.
337
5.3.2
CP(1) limit
To make contact with the well understood kink spectrum of CP(1) model we
consider the following limit9 :
Δ𝑚 ≫ 𝛿𝑚12 , 𝛿𝑚34 ;
𝛽 ≫ 1.
(5.3.10)
Most of the general features (with the exception of the weak coupling bound states,
see Sec. 5.4) of the WCP(2, 2) model are still preserved in this limit, but calculations
simplify greatly. Moreover, results of this section easily generalize to the case 𝛽 ≪
−1.
By an appropriate redefinition of the 𝜎 field we can shift the masses to
𝑚2 = −𝛿𝑚12 /2 ,
𝑚1 = 𝛿𝑚12 /2 ,
𝑚3 = −Δ𝑚 + 𝛿𝑚34 /2 ,
𝑚4 = −Δ𝑚 − 𝛿𝑚34 /2 .
(5.3.11)
In this representation it is evident that in the limit (5.3.10) the 𝜌𝐾 fields are heavy
and decouple at energies below Δ𝑚, and the theory at low energies reduces to the
ordinary CP(1) model with mass scale 𝛿𝑚12 . The effective coupling constant is no
longer constant. It runs below Δ𝑚 and freezes at the scale 𝛿𝑚12 ,
{︂
}︂
Δ𝑚
𝛿𝑚12
2𝜋𝛽𝐶𝑃 (1) = 2𝜋𝛽 − 2 ln
= 2 log
,
𝛿𝑚12
Λ𝐶𝑃 (1)
(5.3.12)
where the factor 2 in the r.h.s. is the first coefficient of the 𝛽 function (for CP(𝑁 −1)
this coefficient is 𝑁 ), while Λ𝐶𝑃 (1) is the dynamical scale of the low-energy CP(1)
model,
Λ𝐶𝑃 (1) = Δ𝑚 𝑒−𝜋𝛽 .
The vacuum equation (5.3.2) becomes
√
√
( 2𝜎 − 𝛿𝑚12 /2) ( 2𝜎 + 𝛿𝑚12 /2) ≈ 𝑒−2𝜋𝛽 (−Δ𝑚)2 = Λ2𝐶𝑃 (1) .
(5.3.13)
(5.3.14)
In the limit (5.3.10), Eq. (5.3.14) fits the CP(𝑁 − 1) vacuum equation
𝑁 (︁
∏︁
√
2𝜎 + 𝑚𝑃
)︁
(︀
)︀𝑁
= Λ𝐶𝑃 (𝑁 −1)
(5.3.15)
𝑃 =1
9
In this section and below in writing similar inequalities involving ≫ or ≪ we actually assume that on the l.h.s.
we take the absolute value of masses and real part of 𝛽, e.g. (5.3.10) actually means |Δ𝑚| ≫ |𝛿𝑚12 | , |𝛿𝑚34 |;
Re 𝛽 ≫ 1.
338
(for 𝑁 = 2). In the limit (5.3.10) the AD points (5.3.8) are given by ±𝛽𝐴𝐷 with
1 2Δ𝑚 𝑖
ln
± .
(5.3.16)
𝜋 𝛿𝑚12 2
We see that the CP(1) weak coupling condition Λ𝐶𝑃 (1) ≪ 𝛿𝑚12 directly translates
𝛽𝐴𝐷 ≈
to 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 , see (5.3.13). Let us stress that this is more restrictive condition then
just 𝛽 ≫ 1. If 𝛽 → 𝛽𝐴𝐷 the effective coupling (5.3.12) hits the infrared pole.
Now, since we are in the CP(1) limit, the BPS kink central charge must be given
by the well known formula [32]. Indeed, the 2D vacua are approximately given by
√
1 √︁ 2
2𝜎± ≈ ±
𝛿𝑚12 + 4 Λ2𝐶𝑃 (1) .
(5.3.17)
2
Substituting this and (5.3.11) into the WCP(2, 2) central charge formula (5.3.4) and
neglecting terms 𝛿𝑚12 /Δ𝑚 and Λ𝐶𝑃 (1) /Δ𝑚 we obtain for the central charge
⎤
⎡
√︁
2
2
𝛿𝑚12 + 𝛿𝑚12 + 4 Λ𝐶𝑃 (1)
1 ⎢ √︁ 2
⎥
2
√︁
𝑍kink =
⎦.
⎣2 𝛿𝑚12 + 4 Λ𝐶𝑃 (1) − 𝛿𝑚12 ln
2
2
2𝜋
𝛿𝑚12 − 𝛿𝑚 + 4 Λ
12
𝐶𝑃 (1)
(5.3.18)
This is exactly Dorey’s formula [32] for CP(1).
The above central charge (5.3.18) tends to zero at the AD point (5.3.16). This
ensures that the BPS kink becomes massless at this point. We will see later that
at two AD points 𝛽 = 𝛽𝐴𝐷 with Re 𝛽 > 0 two kinks with distinct dyonic charges
become massless.
Moreover, the central charge (5.3.18) has a singularity at the AD point. Indeed,
near this point we have 𝛿𝑚212 + 4Λ2𝐶𝑃 (1) ≈ 0. Expanding (5.3.18) we get
)︁3/2
1 (︁ 2
2
𝑍kink ≈ −
𝛿𝑚12 + 4 Λ𝐶𝑃 (1)
3𝜋 𝛿𝑚212
(5.3.19)
√
2 2𝜋
𝛿𝑚12 · (𝛽 − 𝛽𝐴𝐷1 )3/2 .
≈−
3
This shows that locally the central charge has a root-like singularity near the AD
point.
In the quasiclassical limit Λ𝐶𝑃 (1) ≪ 𝛿𝑚12 (or, equivalently, 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 ) the central
charge (5.3.18) is
𝑍kink ≈ −
𝛿𝑚12
𝛿𝑚12
𝛿𝑚12 𝛿𝑚12
ln
+𝑖
+
𝜋
Λ𝐶𝑃 (1)
2
𝜋
𝑚1 − 𝑚2
≈ −𝛽𝐶𝑃 (1) · (𝑚1 − 𝑚2 ) + 𝑖 (𝑚1 − 𝑚) +
𝜋
(5.3.20)
339
where 𝑚 is the average of the first two masses, see (5.3.7). The second term represents the fractional U(1) charge of the soliton [82]. Indeed (5.3.20) can be compared
to the Dorey quasiclassical formula [32] for the central charge
𝑍kink = −(𝛽𝐶𝑃 (1) 𝑇 − 𝑖 𝑞) 𝛿𝑚12
(5.3.21)
where 𝑇 = +1 is the topological charge, while 𝑞 is the kink global (or “dyonic”)
charge. Comparing (5.3.20) and (5.3.21) we see that the kink dyonic charge is
𝑞 = 1/2. The last term in (5.3.20) is the central charge anomaly [82]. For details
see e.g. [11, 83].
In the limit when we are far from any AD point, 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 , the expression in
the second line in (5.3.20) is actually valid for any mass parameters, not just in the
CP(1) limit (5.3.10).
5.4
Weak coupling spectrum
Now let us discuss the weak coupling spectrum. In the CP(1) limit (5.3.10) at
weak coupling, Λ𝐶𝑃 (1) ≪ 𝛿𝑚12 , a part of the spectrum coincides with the ordinary
CP(1) model spectrum coming from the 𝑛𝑃 fields.
The CP(1) spectrum [32] consists of elementary perturbative excitations and
a tower of BPS dyonic kinks. The perturbative states have a mass |𝑖(𝑚1 − 𝑚2 )|.
This can be understood on the classical level from the action (5.1.3). Suppose that
√
field 𝑛1 classically develops VEV equal to 𝛽. Then the first term with 𝑃 = 1
√
in the second line in (5.1.3) forces 𝜎 to acquire the classical value 2𝜎 = −𝑚1 ,
while the term with 𝑃 = 2 gives the mass |𝑚1 − 𝑚2 | to 𝑛2 . Note, that this result
obtained in the quasiclassical limit is in fact exact because of the BPS nature of this
perturbative state.
The mass of a kink interpolating between the two vacua is 𝑀kink = |𝑍kink | where
the central charge is given by (5.3.20). This kink is in fact a part of a dyonic tower
with central charges
𝐷(𝑛) = 𝑍kink + 𝑛 · 𝑖(𝑚1 − 𝑚2 ) ,
𝑛 ∈ Z,
(5.4.1)
which can be interpreted as a bound state of the kink and 𝑛 quanta of perturbative
states with the central charge 𝑖(𝑚1 −𝑚2 ). The number 𝑛 in (5.4.1) is a manifestation
340
of the multiple logarithm brunches in (5.3.4). It gives a contribution to the kink
dyonic charge 𝑞, see the quasiclassical expression (5.3.21). The total dyonic charge
𝑞 = 𝑛 + 1/2 also has a contribution coming from 𝑍kink which makes it non-integer.
The presence of the tower (5.4.1) in the weak coupling region of CP(1) model was
found in [32] using quasiclassical methods.
In our WCP(2, 2) model extra states are present too, coming from the 𝜌𝐾 fields.
They include perturbative BPS states with masses |𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )|, 𝑃 = 1, 2, 𝐾 =
3, 4. These states are seen at the classical level from the action (5.1.3). Say, in the
√ √
classical vacuum 𝑛1 = 𝛽, 2𝜎 = −𝑚1 , the fields 𝜌𝐾 acquire masses |𝑚1 − 𝑚3 |
and |𝑚1 − 𝑚4 | given by the second term in the second line in (5.1.3). We will call
these states “bifundamentals.” They are 2D “images” of bifundamental quarks of 4D
SQCD upon 2D-4D correspondence, see Sec. 1.
If we relax the CP(1) conditions (5.3.10), the spectrum described above stays
intact. However we get some extra states. States from the dyonic tower (5.4.1)
might form bound states with “bifundamental” fermions 𝜓̃︀𝑃 . The central charge of
𝐾
the resulting state is given by [45]
(𝑛)
𝑍bound = 𝑍kink + 𝑛 · 𝑖(𝑚1 − 𝑚2 ) + 𝑖(𝑚1 − 𝑚𝐾 ) .
These states are formed if the condition
{︂
}︂
{︂
}︂
𝑚1 − 𝑚𝐾
𝑚2 − 𝑚𝐾
0 < Re
≡ 1 − Re
<1
𝑚1 − 𝑚2
𝑚2 − 𝑚1
(5.4.2)
(5.4.3)
is satisfied for some 𝐾 ∈ {3, 4} (and any 𝑃 ) [45]. From the stability condition
(5.4.3) it is evident that there are no such bound states for our choice of quark
masses, Δ𝑚 ≫ 𝛿𝑚12 , 𝛿𝑚34 , see the first condition in (5.3.10). We will not consider
these bound states here.
Here we have just described the spectrum at weak coupling 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 . It literally
translates into the spectrum in the dual weak coupling region at 𝛽 ≪ −𝛽𝐴𝐷 with
substitution of indices 𝑃 = 1, 2 ↔ 𝐾 = 3, 4.
5.5
Mirror description and the strong coupling spectrum
In this section we will investigate the BPS kink spectrum in the strong coupling
domain where 𝛽 is small, 𝛽 ≪ 𝛽𝐴𝐷 . (For comparison of various limits of the kink
341
5
MBPS
m12
Exact
|ZCP(1)|
Quasiclassical
Intermediate
Small
4
3
2
1
0
Re
10
100
1
AD
101
Figure 5.1: Various approximations of the kink mass 𝑀1 (absolute value of the central charge):
CP(1)
limit (5.3.18), quasiclassical (5.3.20), intermediate 𝛽 (5.5.6), small 𝛽 (5.5.13). Fixed
Δ𝑚/𝛿𝑚12 = 10.
mass, see Fig. 5.1.) We will generalize the analysis of [84] carried out for asympto˜ ) models to the present case of conformal WCP(2, 2) model.
tically free WCP(𝑁, 𝑁
5.5.1
Mirror superpotential
To this end we will implement the mirror description of kinks [85, 86] of the
WCP(2, 2) model (5.1.3). The formula for the mirror superpotential is
]︃
[︃
∑︁
∑︁
∑︁
∑︁
𝑚𝐾
𝑚𝑃
Λ
𝒲mirror (𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 ) = −
𝑋𝑃 −
𝑌𝐾 −
ln 𝑋𝑃 +
ln 𝑌𝐾 .
4𝜋
Λ
Λ
𝑃
𝐾
𝑃
𝐾
(5.5.1)
Here, the indices run as 𝑃 = 1, 2, 𝐾 = 3, 4. Parameter Λ is an auxiliary parameter
of dimension of mass which will cancel in the very end.
The fields 𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 are subject to the constraint
∏︁
𝑃
−2𝜋𝛽
𝑋𝑃 = 𝑒
∏︁
𝑌𝐾 .
(5.5.2)
𝐾
The VEVs of 𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 can be obtained by minimizing the superpotential (5.5.1) and
using the above constraint [84, 86]. Below we use a simplified approach which utilizes
342
the relation of 𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 to the 𝜎 solutions of the vacuum equation (5.3.2) [84, 86],
√
√
2𝜎 + 𝑚𝑃
2𝜎 + 𝑚𝐾
𝑋𝑃 =
, 𝑌𝐾 =
.
(5.5.3)
Λ
Λ
For a kink interpolating between two vacua 𝑉 𝑎𝑐1 and 𝑉 𝑎𝑐2 , the central charge
is given by an exact formula
𝑍kink = 2 [𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐2 ) − 𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐1 )] ,
(5.5.4)
while its mass 𝑀kink = |𝑍kink |, see (5.3.3).
5.5.2
Kinks at intermediate 𝛽
As a warm-up exercise we are going to consider the CP(1) limit (5.3.10). In
the intermediate domain 𝛿𝑚12 ≪ Λ𝐶𝑃 (1) ≪ Δ𝑚 (or, equivalently, 1 ≪ 𝛽 ≪ 𝛽𝐴𝐷 ),
the effective CP(1) model is at strong coupling, but at the same time we can use
the large-𝛽 expansion. The solutions of the vacuum equation (5.3.2) are given by
√
2𝜎± ≈ −Δ𝑚/2 ± Λ𝐶𝑃 (1) , which yields two mirror vacua:
𝑉 𝑎𝑐1 at 𝜎 = 𝜎+
𝑋1 ≈ 𝑋2 ≈
Λ𝐶𝑃 (1)
Λ
𝑉 𝑎𝑐2 at 𝜎 = 𝜎−
𝑋1 ≈ 𝑋2 ≈ −
𝑌3 ≈ 𝑌4 ≈ − Δ𝑚
Λ
Λ𝐶𝑃 (1)
Λ
𝑌3 ≈ 𝑌4 ≈ − Δ𝑚
Λ
For both vacua the constraint (5.5.2) is satisfied:
∏︁
𝑃
−2𝜋𝛽
𝑋𝑃 = 𝑒
∏︁
𝑌𝐾 ≈
𝐾
Λ2𝐶𝑃 (1)
Λ2
.
(5.5.5)
There are different types of kinks interpolating between these vacua.
𝑛-kinks For these kinks, the two 𝑋𝑃 wind in the opposite directions, while the 𝑌𝐾
stay intact to preserve the constraint (5.5.2); see Fig. 5.2a. Since the arguments of
𝑋𝑃 change, the logarithms ln 𝑋𝐾 in (5.5.1) acquire imaginary parts. There are two
kinks of this type, depending on which flavor winds clockwise and which counter
clockwise. From the central charge formula (5.5.4) we obtain for these kinks
𝑍𝑃 =
2Λ𝐶𝑃 (1)
+ 𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚) ,
𝜋
𝑃 = 1, 2 .
(5.5.6)
343
(a) 𝑃 -kinks
(b) 𝐾-kinks
Figure 5.2: Trajectories of 𝑋𝑃 and 𝑌𝐾 in the mirror representation of a kink at intermediate
1 ≪ 𝛽 ≪ 𝛽𝐴𝐷
The average mass 𝑚 is defined in (5.3.7), and we used that 𝑚1 − 𝑚2 = 2(𝑚1 − 𝑚) =
−2(𝑚2 − 𝑚). The corresponding kink masses are given by the absolute values of
central charges in (5.5.6).
This formula is known in strongly coupled CP(1) and can be derived by expanding the central charge (5.3.18) in powers of the small parameter 𝛿𝑚12 /Λ𝐶𝑃 (1) .
Namely, the central charge (5.3.18) reduces to the central charge of 𝑃 = 1 kink in
(5.5.6) at small 𝛿𝑚12 .
In the limit of equal 𝑚1 and 𝑚2 (𝛿𝑚12 = 0) two kinks in (5.5.6) degenerate and
form a doublet of the first SU(2) in the global group (5.2.7), namely
𝑛−kinks :
(2, 1, 0)
(5.5.7)
The fact that kinks of the CP(𝑁 − 1) model at strong coupling form a fundamental
representation of SU(𝑁 ) and transform as 𝑛𝑃 fields was discovered by Witten long
ago [26]. Later it was confirmed by Hori and Vafa [86] using the mirror representation. This is reflected in our notation of kinks in (5.5.6) as 𝑛-kinks.
𝜌-kinks For these kinks, the two 𝑋𝑃 wind in one directions, while exactly one
of the 𝑌𝐾 winds double in the same direction according to (5.5.2); see Fig. 5.2b.
Then the corresponding logarithms in (5.5.4) acquire imaginary parts. There are
again two kinks of this type, depending on which flavor 𝑌𝐾 winds. The kink central
charges are given by
𝑍𝐾 =
2Λ𝐶𝑃 (1)
+ 𝑖(𝑚𝐾 − 𝑚) ,
𝜋
𝐾 = 3, 4 .
(5.5.8)
344
These are new states, not present in CP(1). At 𝛽 ≫ 1 these states are much heavier
than the 𝑛-kinks.
In the limit of equal 𝑚3 and 𝑚4 (𝛿𝑚34 = 0) the two kinks in (5.5.8) degenerate
and form a doublet of the second SU(2) in (5.2.7), namely
𝜌−kinks :
(1, 2, 1) .
(5.5.9)
These kinks behave as 𝜌 fields, see (5.2.8). In what follows we will heavily use the
fact that 𝑛-kinks and 𝜌-kinks transforms as 𝑛𝑃 and 𝜌𝐾 fields.
Note that the BPS spectrum of WCP(2, 2) model at strong coupling is very
different from that at weak coupling. First, there are no perturbative states at strong
coupling. Second, instead of the infinite tower of dyonic kinks (5.4.1) present at weak
coupling at strong coupling we have just four kinks which belong to representations
(5.5.7) and (5.5.9) of the global group (5.2.7). Note also that global charges of
kinks in the perturbative tower (5.4.1) associated with the single mass difference
(𝑚1 − 𝑚2 ). In contrast the kink global charges at strong coupling are associated
with all masses 𝑚𝐴 present in the model. We study CMS where the transformations
of the BPS spectra occurs in Sec. 5.6.
The above results can be directly generalized to the dual domain of negative
Re 𝛽. When 𝛽 is in the intermediate domain between −|𝛽𝐴𝐷 | and −1, the 𝑛𝑃 fields
are heavy and decouple, and we are again left with a CP(1) model, only this time
comprised of the 𝜌𝐾 fields and a new strong coupling scale
+𝜋𝛽
Λ𝐶𝑃
.
̃︂ (1) = Δ𝑚 𝑒
(5.5.10)
Roles of 𝑛-kinks and 𝜌-kinks are reversed. Their central charges are given by
𝑍𝑃 =
2Λ𝐶𝑃
̃︂ (1)
𝜋
+ 𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚)
̃︀ ,
𝑍𝐾 =
2Λ𝐶𝑃
̃︂ (1)
𝜋
+ 𝑖(𝑚𝐾 − 𝑚)
̃︀ .
(5.5.11)
with 𝑚
̃︀ defined in (5.3.7). As we can see, now the 𝑍𝐾 -kinks are light. Note that
these results match with the 𝑆-duality transformation (5.1.4).
Finally, we note that apart from the kinks just described, there can be kinks
described by 𝑋𝑃 , 𝑌𝐾 fields winding in the opposite direction. Say, for 𝜌-kinks
on Fig. 5.2b the 𝑋𝑃 may wind in the upper half plane, with 𝑌𝐾 winding counter
clockwise. These kinks turn out to be 𝑛 = +1 states from the strong coupling tower
of higher winding states discussed in the next subsection.
345
5.5.3
Kinks near the origin 𝛽 = 0
(a) 𝑃 -kinks
(b) 𝐾-kinks
Figure 5.3: Trajectories of 𝑋𝑃 and 𝑌𝐾 in the mirror representation of a kink at 𝛽 → 0.
Now consider the limit 𝛽 → 0. In the vicinity of the origin the last condition
in (5.3.10) is badly broken, and all of the WCP(2, 2) fields 𝑛𝑃 , 𝜌𝐾 (5.1.3) play an
important role.
In this limit we can use the small-𝛽 expansion. We have 𝑒−2𝜋𝛽 ≈ 1 − 2𝜋𝛽, and
the 𝜎-vacua (5.3.5) are approximately
√
2𝜎+ ≈
𝛿𝑚212 − 𝛿𝑚234
,
8Δ𝑚2
√
2𝜎− ≈ −
Δ𝑚
.
𝜋𝛽
(5.5.12)
Without loss of generality we can consider the limit when 𝜎+ ≈ 0. Then, the two
mirror vacua are given by
𝑉 𝑎𝑐1 at 𝜎 = 𝜎+
𝑉 𝑎𝑐2 at 𝜎 = 𝜎−
𝑋𝑃 ≈ 𝑚𝑃 /Λ
Δ𝑚
𝑋1 ≈ 𝑋2 ≈ − 𝜋𝛽Λ
𝑌𝐾 ≈ 𝑚𝐾 /Λ
Δ𝑚
𝑌3 ≈ 𝑌4 ≈ − 𝜋𝛽Λ
Again, there are two types of kinks. 𝑛-kinks are obtained when, say, 𝑋1 picks up
the phase +𝑖𝜋, 𝑋2 picks up −𝑖𝜋, while the phases of 𝑌𝐾 remain intact; see Fig. 5.3a.
There is also a kink for which the roles of 𝑋1 and 𝑋2 are reversed. We have the
total of two kinks with central charges
𝑍𝑃 =
𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4
2
ln
+ 𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚)
2𝜋
𝜋𝛽
(5.5.13)
where 𝑚 is defined in (5.3.7).
Similarly, the 𝜌-kinks are obtained when two 𝑋𝑃 wind with the same phase, while
exactly one of the 𝑌𝐾 winds twice as much in accord with (5.5.2); see Fig. 5.3b. The
central charges of these kinks are given by
𝑍𝐾 =
𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4
2
ln
+ 𝑖(𝑚𝐾 − 𝑚) .
2𝜋
𝜋𝛽
(5.5.14)
346
We immediately observe that the kink masses are singular at the self-dual point
𝛽 = 0. They are very heavy in the vicinity of this point.
To get the kink spectrum at Re𝛽 < 0 we can analytically continue (5.5.13) and
(5.5.14) to 𝛽 → 𝛽˜ = −𝛽. The log terms in (5.5.13), (5.5.14) give 𝑖(𝑚1 + 𝑚2 −
𝑚3 − 𝑚4 )/2 which converts 𝑚
¯ into 𝑚.
˜ Note, that this matches with the 𝑆-duality
transformation (5.1.4).
Now observe that the central charges of 𝑛 and 𝜌-kinks (5.5.13) and (5.5.14) have
a branching point at 𝛽 = 0. This is a new feature absent in asymptotically free
˜ ) models. What is the meaning of this branching point?
versions of WCP(𝑁, 𝑁
Below in this section we will argue that the self-consistency of the BPS spectrum
requires the presence of a new tower of higher winding states in our conformal
WCP(2, 2) model. This tower is present only at strong coupling and decays as we
move to large 𝛽. This can be seen as follows.
Consider changing the coupling constant 𝛽 along some trajectory in the complex
plane. This trajectory may stretch from the weak coupling region 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 through
the strong coupling domain into the dual weak coupling region 𝛽 ≪ −𝛽𝐴𝐷 . This
trajectory may also encircle an AD point and go through a cut on a different sheet.
The charges of various BPS states change, but there are CMS starting at the AD
points, and the BPS spectrum as a whole stays intact. The would-be “extra” states
decay on CMS [45].
However, this trajectory may also go full circle around the singularity 𝛽 = 0.
It can also encircle this point several times. There are no CMS starting at 𝛽 = 0
and extending outwards. What we end up with is another set of BPS states. From
the expressions for the kink central charges (5.5.13), (5.5.14) we see that if we go
around the origin 𝑛 times, then the central charge of the BPS kinks becomes
[𝑛]
2
𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4
ln
+ 𝑖(𝑚𝐴 − 𝑚) + 𝑖 𝑛 · (𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4 ) ,
2𝜋
𝜋𝛽
𝜋
3𝜋
6 arg 𝛽 < − .
2
2
(5.5.15)
𝑍𝐴 =
Here the argument of 𝛽 is constrained so as to account for the cut, see Fig. F.1.
Does it mean that the full BPS spectrum changes as we go to other sheets?
The way to resolve this issue is to assume that that in fact all of the states
(5.5.15) are already present at strong coupling on the first sheet. When we wind
347
[𝑛]
circles around the origin, this tower of states 𝑍𝐴 simply shifts in the index 𝑛. Since
this index runs over all integers and the number of states in the tower is infinite,
the whole BPS spectrum is in fact 2𝜋-periodic with respect to arg 𝛽.
The new tower (5.5.15) is present only at strong coupling. At weak coupling it
decays. We study associated CMS and decay processes in Appendix F.1.2.
5.6
Curves of marginal stability
In this section we will present the curves of marginal stability (CMS) for various
decays of BPS states.
As was stated above, in WCP(2, 2) theory under consideration the coupling 𝛽
does not run. We want to understand transformations of the BPS spectrum at
different values of 𝛽, particularly weak vs. strong coupling regions as well as at
Re 𝛽 < 0. In order to better capture the relevant effects, we are going to investigate
more closely how the particle spectrum depends on 𝛽 while holding the masses10 𝑚𝐴
fixed. To this end we will study curves of marginal stability (CMS) on the complex
𝛽 plane. Since the 𝜃2𝑑 angle is 2𝜋 periodic, the whole picture of spectra will be
periodic as well.
In Sections 5.4 and 5.5 we saw that the strong and weak coupling spectra are
different. At weak coupling 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 , we observed the dyonic tower (5.4.1) as well
as “perturbative” states with the central charge 𝑖(𝑚1 − 𝑚2 ). They are not present at
strong coupling and must decay on a CMS separating the strong and weak coupling
regions. We will refer to these CMS as the primary curves.
Moreover, at strong coupling we have 𝜌-kinks not present at weak coupling.
Correspondingly, CMS must exist on which these states will decay. We will call
these the secondary curves.
Finally, we saw that at weak coupling there are the so-called bifundamentals –
the perturbative states with masses |𝑖(𝑚𝑃 −𝑚𝐾 )|, 𝑃 = 1, 2, 𝐾 = 3, 4. These states
do not decay even at strong coupling. They are present everywhere on the 𝛽 plane.
To see that this is the case suffice it to note that in the massless limit 𝑚𝐴 → 0
4D SQCD has a Higgs branch formed by bifundamental quarks. This Higgs branch
10
Or, rather, their ratios since the CMS positions on the 𝛽 plane can depend only on dimensionless parameters,
and there is no dynamical strong coupling scale Λ in WCP(2, 2) .
348
is protected by supersymmetry and present at all couplings. Through the 2D-4D
correspondence we conclude that 2D bifundamentals are also present at all 𝛽.
Below in this section we study the primary CMS while the are secondary CMS
discussed in Appendix F.1.
θ2d
AD1
Z − i(m2 − m3 )
O
− π2
Z − i(m2 − m3 )
Z − i(m1 − m2 )
π
2
σ1 → σ2
Z − i(m3 − m4 )
AD3
π
σ2 → σ1
AD4
Re β
AD2
−π
Figure 5.4: Primary CMS (solid lines on the left and on the right, schematically) and central
charge shifts (see Appendix F.2). 𝐴𝐷𝐴 are the Argyres-Douglas points where the corresponding
central charge 𝑍𝐴 vanishes. The masses 𝑚𝐴 are generic. Grey region is the strong-coupling domain.
When going from one AD point to the next shown in this figure one observes phase shifts. There
is also a Z2 transformation (exchanging the 𝜎 roots) when shifting 𝜃2𝑑 → 𝜃2𝑑 + 2𝜋. Apart from
that, the picture is 2𝜋 periodic with respect to 𝜃2𝑑 . 𝐴𝐷2 = 𝐴𝐷1 − 2𝜋𝑖, 𝐴𝐷3 = 𝐴𝐷4 − 2𝜋𝑖.
5.6.1
Primary curves in the 𝛽 plane
As was discussed above, when we pass from large 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 to strong coupling
𝛽 ∼ 1, the perturbative states with the central charge 𝑖(𝑚1 −𝑚2 ) decay on CMS producing (dyonic) kink-antikink pairs. We can write the decay processes schematically
349
as11
[𝑖(𝑚1 − 𝑚2 )] → [𝑍1 ] + [−𝑍2 ] .
⏟ ⏞
⏟
⏟ ⏞
⏞
elementary quantum
dyon
(5.6.1)
antidyon
On the CMS, the central charges of the decaying particles must have the same
argument, i.e. they must be collinear vectors in the complex plane. From this we
can derive the equation for the CMS,
(︂
)︂
(︂
)︂
𝑍𝑃
𝑍𝑃
Im
= 0 ⇔ Re
= 0,
𝑖(𝑚1 − 𝑚2 )
𝑚1 − 𝑚2
𝑃 = 1, 2 .
(5.6.2)
The same decay curve describes the decay of the dyonic tower (5.4.1) into the strong
coupling states.
This curve separates the weak coupling region 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 from the strong coupling
region. It passes through the AD points (5.3.16) with Re 𝛽 > 0 where the mass of
one of the 𝑛-kinks [𝑍𝑃 ] vanishes. We denote these AD points AD𝑃 ,
AD2 = AD1 − 2𝜋𝑖 ,
see Appendix F.2 for a detailed discussion. Of course, the corresponding CMS is 2𝜋
periodic in 𝜃2𝑑 .
We solve (5.6.2) numerically. The result is presented by the r.h.s. curve on
Fig. 5.4. Note that [𝑍1 ] and [𝑍2 ] kinks (5.5.6) present at strong coupling survive at
the weak coupling region at positive 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 . In this region they belong to the
tower (5.4.1) with 𝑛 = 0 and 𝑛 = −1 respectively. This is a well-known behavior:
the states that can become massless at some points on CMS, are present both at
weak and strong coupling [1, 87].
Note that the CMS curve for CP(1) model in the complex plane 𝛿𝑚12 is wellknown [82]. It is a closed curve around the origin which passes through the AD
points. Our curve in Fig. 5.4 (more exactly, its right branch at Re 𝛽 > 0) is a
translation of the curve in [82] into the 𝛽 plane. In the 𝛽 plane the curve is not
closed. It is periodic in 𝜃2𝑑 .
Analogously, when Re 𝛽 is large but negative (l.h.s. on Fig. 5.4), there are
perturbative states whose central charge is 𝑖(𝑚3 − 𝑚4 ) and a corresponding dyonic
11
Here and further on we use the notation with square brackets [𝑍𝐴 ], [𝑖(𝑚1 − 𝑚2 )] to represent particles with
the corresponding central charges. The central charge of an antiparticle equals negative of that of the particle.
350
tower. Their decay curves satisfy
(︂
)︂
𝑍𝐾
Re
= 0,
𝑚3 − 𝑚4
𝐾 = 3, 4 .
(5.6.3)
This CMS separates the dual weak coupling region 𝛽 ≪ −𝛽𝐴𝐷 from the strong
coupling region. On Fig. 5.4 it is drawn on the left side.
We see two weak coupling regions in the complex plane of 𝛽 . They are separated
by a strong coupling region which resembles a band stretched along the 𝜃2𝑑 direction.
This is illustrated on Fig. 5.4.
5.7
Instead-of-confinement phase
In this section we use 2D-4D correspondence to confirm the instead-of-
confinement phase in the bulk 4D SQCD at strong coupling. This phase was discovered earlier in asymptotically free versions of SQCD [74], see [13] for a review.
To this end we first consider our world-sheet WCP(2, 2) model on the nonAbelian string. In the previous sections we have learned that the BPS spectrum of
states is very different at weak and strong coupling. In particular, the perturbative
states with mass |𝑚1 − 𝑚2 | decay into say, [𝑍1 ] kink and [−𝑍2 ] antikink on the CMS
on the the r.h.s. in Fig. 5.4 when we pass from the weak coupling region into the
strong coupling one. At strong coupling these perturbative states do not exist.
The 2D-4D correspondence tells us that a similar process occurs on the Coulomb
branch (at 𝜉 = 0) in 4D SQCD when we pass from the weak coupling region to the
strong coupling one. The 2D perturbative states with mass |𝑚1 − 𝑚2 | correspond in
the bulk theory (4D SQCD) to BPS off-diagonal quarks 𝑞 𝑘𝑃 , 𝑃 = 1, 2, and gluons.
They do not exist at strong coupling. They decay into monopole and anti-monopole
pair 12 .
Moreover, since the 𝑛-kinks of the 2D theory form doublets with respect to the
first SU(2) factor of the global group (5.2.7), see (5.5.7) and (5.5.9), the monopoles
and anti-monopoles formed as a result of the quark/gluon decay also transform as
doublets and anti-doublets of the first SU(2) factor of the global group.
As we turn on 𝜉 at weak coupling the 4D theory goes into the Higgs phase.
Quarks 𝑞 𝑘𝑃 , 𝑃 = 1, 2, get screened by the condensate (1.1.1). They combine with
12
We call all 4D states with non-zero magnetic charge monopoles although they can be dyons carrying also
electric and global charges [2].
351
√
massive gluons to form a long non-BPS 𝒩 = 2 multiplets with mass 𝑔 𝜉, see the
review [11] for details. Moreover, at non-vanishing values of 𝜉 the monopoles become
confined by non-Abelian strings.
Now, if we move to the strong coupling domain, the monopole and anti-monopole
created as a result of the quark/gluon decay cannot move apart. They are attached
to two confining strings and form a monopole-antimonopole stringy meson shown in
√
Fig. 1.1a. Of course this meson is a non-BPS state. Its mass is of the order of 𝜉.
Note, that this meson is formed also in the massless limit 𝑚𝐴 → 0. The mass scale
in 4D SQCD is set by the FI parameter 𝜉.
Thus we see that the screened quarks and gluons present in 4D SQCD in the
Higgs phase at weak coupling do not survive when we move to strong coupling.
They evolve into monopole-antimonopole stringy mesons. The phase which emerges
at the strong coupling is called instead-of-confinement phase [13].
This phase is an alternative to the ordinary confinement phase in QCD. The role
of the constituent quarks in this phase is played by confined monopoles. Moreover,
since monopoles and antimonopoles transform as doublets and antidoublets of the
first SU(2) factor of the global group (5.1.1) the stringy mesons appear in the singlet
or adjoint representations of the first SU(2) subgroup. This is similar to what
happens in QCD: quark-antiquark mesons form the singlet or adjoint representation
of the flavor group.
The same instead-of-confinement mechanism works if we start at large negative
𝛽 and pass through l.h.s CMS into strong coupling. The monopole-antimonopole
stringy mesons formed on this CMS appear in the singlet or adjoint representations
of the second SU(2) subgroup of the global group. The strong coupling region
between the r.h.s and l.h.s. CMS in Fig. 5.4 in 2D theory corresponds to the strong
coupling domain around the large semicircle in Fig. 5.5 in terms of the complexified
4D coupling 𝜏 , see (5.9.1) in Sec. 5.9. This is the region of instead-of-confinement
phase in 4D SQCD.
5.8
Stringy baryon from field theory
In this section we show that the presence of the baryonic state (5.2.9) found
as a massless string state of the critical string theory on the non-Abelian vortex
352
in our 4D 𝒩 = 2 SQCD can be confirmed using purely field-theoretical methods.
Let us start with the world-sheet WCP(2, 2) model on the string at strong coupling
near the origin in the 𝛽 plane. The baryonic charge 𝑄𝐵 = 2 and the absence of
the Cartan charges with respect to both SU(2) factors of the global group (5.2.7)
suggests that this state can be formed as a BPS bound state of two different 𝑛-kinks
and two different 𝜌-kinks arranged on the infinite straight string in the following
order
𝑃 ̸= 𝑃 ′ ,
[𝑍𝑃 ]|1→2 + [𝑍𝐾 ]|2→1 + [𝑍𝑃 ′ ]|1→2 + [𝑍𝐾 ′ ]|2→1 ,
𝐾 ̸= 𝐾 ′ ,
(5.8.1)
where the subscript |1→2 (|2→1 ) denotes the kink interpolating from vacuum 1 to
vacuum 2 (vacuum 2 to vacuum 1). The central charges of the second and last kinks
come with the minus sign, see (5.5.4), and the net central charge of the bound state
(5.8.1) is
𝑍𝑏 = 𝑖(𝑚1 + 𝑚2 − 𝑚3 − 𝑚4 ),
(5.8.2)
see (5.5.13) and (5.5.14). Note that this state cannot have a net topological charge.
The 2D topological charge translates into 4D magnetic charge of a monopole. Clearly, the baryon (or any other hadron) cannot have color-magnetic charge because
magnetic charges are confined in 4D SQCD.
The 4-kink composite state (5.8.1) transforms under the global group (5.2.7) as
′
′
′
′
𝑛𝑃 𝜌𝐾 𝑛𝑃 𝜌𝐾 = 𝑤𝑃 𝐾 𝑤𝑃 𝐾 ,
(5.8.3)
where we use the gauge invariant mesonic variables (5.2.2). It is clear that (5.8.3) is
symmetric with respect to indices 𝑃, 𝑃 ′ and 𝐾, 𝐾 ′ . Thus, this state is in the triplet
representation (3, 3, 2) of the global group. This is not what we need.
The singlet representation (1, 1, 2) (5.2.9) we are looking for would correspond
to det(𝑤). But it is zero, see (5.2.3)!
However, recall that it is zero only in WCP(2, 2) model formulated in terms of
𝑛’s and 𝜌’s. Let us take the massless limit 𝑚𝐴 → 0 and go to the point 𝛽 = 0. Our
world-sheet WCP(2, 2) theory on the conifold allows a marginal deformation of the
conifold complex structure at 𝛽 = 0 [75, 76], namely
det(𝑤) = 𝑏,
(5.8.4)
where 𝑏 is a complex parameter, see (5.2.5) in Sec. 5.2. This deformation preserves
Ricci-flatness which ensures that 2D world-sheet theory is still conformal and has
353
no dynamical Λ scale, so the baryonic state det(𝑤) which emerges in the deformed
theory is massless.
Next we use the 2D-4D correspondence that ensures that at 𝛽 = 0 and nonzero 𝑏 there is a similar massless baryonic BPS state in 4D SQCD formed by four
monopoles. At non-zero values of 𝜉, the monopoles are confined and this baryon
is represented by a necklace configuration formed by four monopoles connected by
confining strings, see Fig. 1.1b. At non-zero 𝜉 this state becomes a well-defined
√
localized state in 4D SQCD. Its size is determined by 1/ 𝜉. Note, that this baryon
is still a short massless BPS hypermultiplet at nonvanishing 𝜉 because there is no
other massless BPS state with the same quantum numbers to combine with to form
a long multiplet
13
.
Now we can address the question: what is the origin of the marginal deformation parameter 𝑏 in 4D SQCD? As was already mentioned in Sec. 5.1, it can be
a marginal coupling constant which respects 𝒩 = 2 supersymmetry or a VEV of
a dynamical state. The coupling constant 𝛽 is associated with the deformation of
the Kähler class of the conifold rather then its complex structure. Moreover, note
that the deformation parameter 𝑏 cannot be a coupling associated with gauging of
any symmetry of the global group (5.1.1) because it has non-zero 𝑄𝐵 . This leads
us to the conclusion that 𝑏 is a VEV of a dynamical state, namely the VEV of the
massless stringy four-monopole baryon discussed above.
The baryon 𝑏 exists only at the origin 𝛽 = 0. As we move away from 𝛽 = 0,
it must decay on a point-like degenerate CMS which tightly wraps the origin. It
decays into two massless bifundamental quarks which belong to the representation
(2, 2, 1) of the global group.
Thus we confirm that a new non-perturbative Higgs branch of real dimension
dim ℋ = 4 opens up in our 4D SQCD at the point 𝛽 = 0 (up to 2𝜋 periodicity
of the 𝜃2𝑑 angle) in the massless limit. Most likely the perturbative Higgs branch
(5.1.2) formed by bifundamental quarks is lifted at 𝑏 ̸= 0. The point 𝛽 = 𝑏 = 0 is
a phase transition point, a singularity where two Higgs branches meet. This issue
needs future clarification.
13
This is similar to what happens with the bifundamental quarks which remain massless BPS states as we switch
on a non-zero 𝜉.
354
5.9
Detailing the 2D-4D correspondence
As was stated above, the sigma model (5.1.3) is an effective world-sheet theory
on the semilocal non-Abelian string in four-dimensional 𝒩 = 2 SQCD. Generally
speaking, if we consider the bulk theory with the gauge group U(𝑁 ) and 𝑁 < 𝑁𝑓 6
2𝑁 flavors of quarks, then the world-sheet theory is the weighted sigma model
˜ ) . In this Chapter we focus on the case 𝑁𝑓 = 2𝑁 = 4.
WCP(𝑁, 𝑁
The mass parameters 𝑚𝐴 of the world-sheet theory (5.1.3) are the same as quark
masses in the bulk 4D SQCD. The two-dimensional coupling 𝛽 (1.2.5) is also related
to the four-dimensional complexified coupling constant 𝜏SW which is defined as
𝜏SW = 𝑖
8𝜋 𝜃4𝑑
+
.
𝑔2
𝜋
(5.9.1)
Here 𝜃4𝑑 is the four-dimensional 𝜃 angle. We will start this section from derivation
of the corresponding relation.
5.9.1
Relation between the couplings
In the weak coupling limit, the known classical-level relation between the couplings of the bulk and world-sheet theories is [6, 7]
Re 𝛽 ≈
4𝜋
.
𝑔2
(5.9.2)
But what is the exact formula?
To establish a relation applicable at the quantum level, we are going to use
the 2D-4D correspondence – the coincidence of the BPS spectra of monopoles in
̃︀ ) model, see Sec. 1.3. As was
4D SQCD and kinks in 2D world-sheet WCP(𝑁, 𝑁
already noted the key technical reason behind this coincidence is that the VEVs of
𝜎 given by the exact twisted superpotential coincide with the double roots of the
Seiberg-Witten curve [2] in the quark vacuum of the 4D SQCD [32, 45]. Below we
use this coincidence to derive the exact relation between 4D coupling 𝜏𝑆𝑊 and 2D
coupling 𝛽 in the theory at hand, 𝑁𝑓 = 2𝑁 = 4, where both couplings do not run.
Mathematically, this can be formulated as follows. Consider the Seiberg-Witten
curve of the bulk SQCD. The Seiberg-Witten (SW) curve for the SU(𝑁 ) gauge
355
theory with 𝑁𝑓 = 2𝑁 flavors was derived in [88, 89]. It has the form
2
𝑦 =
𝑁
∏︁
𝑁𝑓
∏︁
(𝑥 − 𝜑𝑎 ) + ℎ(ℎ + 2) (𝑥 + ℎ𝑚𝑆 + 𝑚𝑖 ) ,
2
𝑎=1
𝑁𝑓 = 2𝑁 .
(5.9.3)
𝑖=1
Here,
ℎ ≡ ℎ(𝜏SW )
is a modular function (E.2.1), see Appendix E. Moreover, 𝜏SW is defined in (5.9.1).
The parameter 𝑚𝑆 in (5.9.3) is the average mass,
𝑁𝑓
1 ∑︁
𝑚𝑆 =
𝑚𝑖 .
𝑁𝑓 𝑖=1
(5.9.4)
The combination ℎ(ℎ + 2) is invariant under 𝑆 and 𝑇 duality transformations.
In fact, we are interested in the case when the gauge group is actually
U(𝑁 ) =SU(𝑁 ) × U(1) .
(5.9.5)
Therefore we can make a shift 𝑥 → (𝑥 + ℎ𝑚𝑆 ), 𝜑𝑎 → (𝜑𝑎 + ℎ𝑚𝑆 ) and get rid of
∑︀
𝑚𝑆 . Note, that in the U(𝑁 ) theory – in contrast to the SU(𝑁 ) case – the 𝑎 𝜑𝑎
does not have to vanish. The SW curve (5.9.3) then becomes
𝑁𝑓
𝑁
∏︁
∏︁
2
𝑦 =
(𝑥 − 𝜑𝑎 ) + ℎ(ℎ + 2) (𝑥 + 𝑚𝑖 ) ,
2
𝑎=1
𝑁𝑓 = 2𝑁 .
(5.9.6)
𝑖=1
Our quark vacuum is a singular point on the Coulomb branch where all the SeibergWitten roots are double roots, so the diagonal quarks 𝑞 𝑘𝑃 with 𝑘 = 𝑃 are massless.
Upon switching on a nonvanishing 𝜉 this singularity transforms into an isolated
vacuum where the diagonal quarks develop VEVs (1.1.1).
To guarantee the coincidence of the BPS spectra, we require that the double roots
of the four-dimensional Seiberg-Witten curve (5.9.6) coincide with the solutions of
the two-dimensional vacuum equation (5.3.2). In asymptotically free versions of
the theory the SW curve is simply the square of the vacuum equation of the two
dimensional theory [32]. This ensures the coincidence of roots. We use the same
idea for the conformal case at hand.
Consider the square of (5.3.2) in the following form:
]︃
[︃ 𝑁
2𝑁
)︁
(︁√
)︁ 2
∏︁
∏︁ (︁√
𝑦̃︀2 =
2𝜎 + 𝑚𝑃 − 𝑒−2𝜋𝛽
2𝜎 + 𝑚𝐾
.
𝑃 =1
𝐾=𝑁 +1
(5.9.7)
356
We want to make a connection with the SW curve (5.9.6). Equation (5.9.7) can be
rewritten as
[︃ 𝑁
]︃
2𝑁
2𝑁 (︁
)︁
(︁√
)︁ 2
)︁
∏︁ (︁√
∏︁
∏︁
√
2
−2𝜋𝛽
−2𝜋𝛽
𝑦̃︀ =
2𝜎 + 𝑚𝑃 + 𝑒
2𝜎 + 𝑚𝐾
−4 𝑒
2𝜎 + 𝑚𝐴 .
𝑃 =1
𝐾=𝑁 +1
𝐴=1
(5.9.8)
Let us compare this to the four-dimensional curve (5.9.6). We immediately identify
√
𝑥 = 2𝜎 ,
4𝑒−2𝜋𝛽
ℎ(ℎ + 2) = −
,
(1 + 𝑒−2𝜋𝛽 )2
(5.9.9)
𝑦̃︀2
.
𝑦 =
(1 + 𝑒−2𝜋𝛽 )2
2
We can also find the Coulomb branch parameters,
√︃
−2𝜋𝛽
Δ𝑚 1 − 𝑒
(𝛿𝑚12 )2 + 𝑒−2𝜋𝛽 (𝛿𝑚34 )2
𝑒−2𝜋𝛽
2
𝜑1,2 = −
±
− Δ𝑚
,
2 1 + 𝑒−2𝜋𝛽
4(1 + 𝑒−2𝜋𝛽 )
(1 + 𝑒−2𝜋𝛽 )2
(5.9.10)
where the mass notation is according to (5.3.6). Note that one of these Coulomb
parameters diverges at 𝛽 = 𝑖𝑘/2, 𝑘 ∈ Z (cf. our discussion in Appendix G).
The second relation in (5.9.9) can be viewed as a quadratic equation with respect
to 𝑒−2𝜋𝛽 . Solving it, we obtain two solutions
𝑒−2𝜋𝛽1 = 𝜆(𝜏SW + 1) ,
1
𝑒−2𝜋𝛽2 =
,
𝜆(𝜏SW + 1)
(5.9.11)
where we used (E.2.4) and (E.3.3). See Appendix E.3 for the definition of the 𝜆
functions. These two solutions are interchanged by the 𝑆 duality transformation,
see (E.3.4).
In the weak coupling limit Im 𝜏SW ≫ 1 the 𝜆 functions in (5.9.11) can be expanded according to (E.3.1). For the first option in (5.9.11) we have
𝑒−2𝜋𝛽 ≈ 16𝑒𝜋𝑖(𝜏SW +1) .
(5.9.12)
Recalling the definitions of the complexified couplings (1.2.5) and (5.9.1), we can
357
write down the weak coupling relation as follows:
𝑟≈
4𝜋 2 ln(2)
−
,
𝑔2
𝜋
(5.9.13)
𝜃2𝑑 ≈ −𝜃4𝑑 − 𝜋 ,
cf. Eq. (1.2.5). This is compatible with the known quasiclassical results. From this
analysis we see that out of two options (5.9.11), the first one gives a correct weak
coupling limit. Thus we can write down our final formula for the relation between
the world-sheet and bulk couplings,
𝑒−2𝜋𝛽 = 𝜆(𝜏SW + 1) .
(5.9.14)
To visualize this relation between 4D and 2D couplings see Fig. 5.5 and Fig. 5.6.
The result (5.9.14) corrects the relation claimed previously in [73] without derivation. It should be compared with the result [90] obtained in 2017 by Gerchkovitz
and Karasik. The latter is not quite identical to (5.9.14). See the explanation below
Eq. (5.9.15).
Note, that different possible forms of the SW curve can lead to different relations
between 4D and 2D couplings. For example, in [88] the authors claimed that the
shift 𝜏SW → 𝜏SW + 1 is basically a change of the origin of the 𝜃 angle by 𝜋, so
supposedly it does not change physics, but only changes the form of the SW curve.
The curve (5.9.6) corresponds to the choice
𝜃24 + 𝜃14
𝑔= 4
,
𝜃2 − 𝜃14
ℎ(ℎ + 2) = −(1 − 𝑔 2 ) .
for the function 𝑔 from [88]. One could have also chosen this function differently,
𝜃34 − 𝜃14
,
𝑔= 4
𝜃3 + 𝜃14
which would lead to
𝑒−2𝜋𝛽 = 𝜆(𝜏SW )
(5.9.15)
instead of (5.9.14). Relation (5.9.15) between 4D and 2D couplings has been obtained in [90] using localization. However, this formula uses an unconventional definition of the origin of the bulk 𝜃4𝑑 angle (𝜃4𝑑 is shifted by 𝜋). In this Chapter we use
the relation (5.9.14).
358
Finally we note that the formula relating the world sheet and bulk coupling
constants may actually depend on renormalization scheme; see e.g. [91, Sec. 3.4
and Sec. 3.5] and [92, Sec. 9.2.1]. Here we have obtained the formula (5.9.14).
Consider an alternative formula
⃒
𝑒−2𝜋𝛽 ⃒alt = −ℎ(𝜏SW )[ℎ(𝜏SW ) + 2] .
(5.9.16)
Similar (but not quite the same) expressions have appeared previously in e.g. [73].
Using the identity (E.3.5), we can see that the 𝛽 couplings in (5.9.14) and (5.9.16)
are related,
⃒
𝑒−2𝜋𝛽 ⃒alt
⃒
4 𝑒−2𝜋𝛽 ⃒(5.9.14)
= (︁
)︁2
⃒
−2𝜋𝛽
⃒
1+𝑒
(5.9.14)
(5.9.17)
These two couplings describe equivalent theories, see [91, eq. (3.104)]. A nontrivial
relation between them seems to merely reflect different choices of a renormalization
scheme.
5.9.2
Dualities
We have already seen that the world-sheet WCP(2, 2) model (5.1.3) respects the
duality transformation (5.1.4). In this subsection we will see how this transformation
is connected to the 𝑆 duality of the 4D SQCD, and discuss other dualities as well.
1
We will define the 𝑆 duality and 𝑇 2 transformations as
𝑆 : 𝜏SW →
−1
,
𝜏SW
(5.9.18)
1
2
𝑇 : 𝜏SW → 𝜏SW + 1 .
1
The conventional 𝑇 duality transformation 𝜏SW → 𝜏SW + 2 is just a square of 𝑇 2 .
The above transformations in Eq. (5.9.18) generate the modular group SL(2, Z).
For the theory with the SU(2) gauge group the duality group is not a full SL(2, Z),
but rather a subgroup generated by 𝑆 and 𝑇 , the so-called Γ0 (2) congruence subgroup of SL(2, Z). It is not difficult to find the fundamental domain, see Fig. 5.5.
In [90] it was shown that 4D 𝒩 = 2 SQCD with the U(𝑁 ) gauge group is
not invariant under 𝑆 duality. Say, our theory with the equal U(1) charges of four
quarks is mapped onto a SQCD with different U(1) quark charges. However, SQCD
1
with the U(2) gauge group and equal U(1) charges is invariant under the 𝑆𝑇 2 𝑆
359
Im τ
e∞
d∞
a∞
h
1
o∞
c
-1
b Re τ
0
1
Figure 5.5: Fundamental domain of the duality group on the 𝜏 plane (shaded region). Shown
are some particular trajectories in the space of the 𝜏 coupling. For the corresponding paths in the
space of 𝛽 see Fig. 5.6. The path 𝑏 → 𝑜∞ is an 𝑆𝑇 −1 image of 𝑏 → 𝑎∞ . The path ℎ → 𝑜∞ is an
𝑆-image of ℎ → 𝑒∞ .
transformation [90]. This transformation in the world-sheet theory language means
that the theory is invariant under the sign change 𝛽 → −𝛽.
In our convention for the 𝜃4𝑑 angle, see Eq. (5.9.14), the corresponding duality
transformation is in fact an 𝑆 transformation. Indeed, the 𝜃4𝑑 angle of [90] differs
1
from ours by a shift by 𝜋 (cf. “+1” in (5.9.14)), which is a 𝑇 2 transformation.
1
Since without this shift, the duality transformation would be 𝑆𝑇 2 𝑆, our duality
transformation is in fact
1
1
1
𝑇 2 · 𝑆𝑇 2 𝑆 · 𝑇 2 = 𝑆 .
(5.9.19)
This identity can be checked explicitly.
Let us have a closer look at the 𝑆 duality. Under the 𝑆 transformation the 4D
coupling is transformed as
𝑆
𝜏SW −
→
−1
,
𝜏SW
(5.9.20)
360
θ2d
2π c
o∞
π
o∞
h
d∞
e∞
b
a∞
Re β
0
Figure 5.6: Fundamental domain of the duality group on the 𝛽 plane (shaded region). Shown
are some particular trajectories in the space of the 𝛽 coupling. For the corresponding paths in the
space of 𝜏 see Fig. 5.5. The path 𝑏 → 𝑜∞ is an 𝑆𝑇 −1 image of 𝑏 → 𝑎∞ . The path ℎ → 𝑜∞ is an 𝑆
image of ℎ → 𝑒∞ . The trajectories are drawn modulo the relation 𝜃2𝑑 ∼ 𝜃2𝑑 + 2𝜋.
and the 𝜆 function in Eq. (5.9.14) becomes (see Eq. (E.3.4)):
1
𝑆
𝜆(𝜏SW + 1) −
→
𝜆(𝜏SW + 1)
,
(5.9.21)
so that under the 𝑆 duality (cf. (5.1.4))
𝑆
𝛽−
→ −𝛽 .
(5.9.22)
Thus we have shown that the world-sheet duality (5.1.4) exactly corresponds to the
𝑆 duality of the bulk theory. For an illustration, see Fig. 5.5 and 5.6.
The WCP(2, 2) self-dual point 𝛽 = 0 corresponds to 𝜏SW = 1. Under the fourdimensional 𝑆-duality transformation, this maps to 𝜏SW = −1, which differs from
the initial value 𝜏SW = 1 by a 2𝜋 shift of the 𝜃4𝑑 angle. The four-dimensional selfdual point 𝜏 = 𝑖 corresponds to 𝛽 = 𝑖/2 in two dimensions, see also Appendix G.
5.10
Discussion
It has been known for a while now that the non-Abelian vortex string in fourdimensional 𝒩 = 2 SQCD can become critical [29]. This happens because, in
addition to four translational zero modes of a usual ANO vortex, this string exhibits
six orientational and size zero modes. The target space of the effective world-sheet
theory becomes R4 × 𝑌6 , where 𝑌6 is a non-compact six-dimensional Calabi-Yau
manifold, the so-called resolved conifold.
361
This has opened a way to quantize the solitonic string and to study the underlying gauge theory in terms of an “effective” string theory – a kind of a “reverse holography” picture. It made possible quantitative description of the hadron spectrum
[30, 31, 73, 93]. In particular, in [73, 93], the “Little String Theory” approach was
used, namely a duality between the critical string on the conifold and the non-critical
𝑐 = 1 string with the Liouville field and a compact scalar at the self-dual radius. At
the self-dual point 𝛽 = 0 of the world-sheet theory, the presence of the massless 4D
baryonic hypermultiplet 𝑏 was confirmed and low-lying massive string states were
also found.
In view of these spectacular results, the question arises: can we see these states
directly from the field theory? In the present Chapter we managed to do just that.
To this end we employ the so-called 2D-4D correspondence. In the present case it
means coincidence of the BPS spectra in the two-dimensional weighted sigma model,
WCP(2, 2) (5.1.3), with the BPS spectrum in four-dimensional 𝒩 = 2 SQCD with
the U(2) gauge group and four quark flavors in the quarks vacuum. This coincidence
was observed in [32, 45] and later explained in [7, 8] using the picture of confined
bulk monopoles which are seen as kinks in the world-sheet theory. Then, we can
reduce the problem to study of the BPS spectrum of the two-dimensional model per
se.
Starting from weak coupling, we progressed into the strong coupling domain and
further into the dual weak coupling domain. We managed to build a consistent picture of the BPS spectra in these regions and curves of marginal stability separating
these domains.
Consideration of the world-sheet kinks near the self-dual point 𝛽 = 0 led us
to a rediscovery of a non-perturbative Higgs branch emerging at that point. The
multiplet that lives on this branch turns out to be exactly the baryon multiplet 𝑏
found from string theory. Thus we have confirmed the consistency of the string
theory picture describing the underlying gauge theory.
Moreover, in this model it was possible to observe the “instead-of-confinement”
mechanism in action (see [94, 95] and a review [13]). At weak coupling 𝛽 ≫ 1 (𝛽
being the sigma model coupling) there are perturbative states which look like CP(1)
model excitations. At strong coupling 𝛽 ∼ 1 they decay into kink-antikink pairs.
As we move further, we enter the dual weak coupling domain 𝛽 ≪ −1, with its own
362
kinks and perturbative excitations. This evolution was described in the course of
the present Chapter.
This world-sheet picture directly translates to the bulk theory. At weak coupling 𝑔 2 ≪ 1 the perturbative spectrum of the four-dimensional 𝒩 = 2 SQCD
contains screened quarks and Higgsed gauge bosons. There are also solitonic states
– monopoles connected with non-Abelian flux tubes, forming mesons; but they are
very heavy. As we progress into the strong coupling domain 𝑔 2 ∼ 1, the screened
quarks and Higgsed gauge bosons decay into confined monopole-antimonopole pairs.
The “instead-of-confinement” phase is an alternative to the conventional confinement
phase in QCD.
Similar instead-of-confinement phase appears if we move from large negative 𝛽
towards the strong coupling at 𝛽 ∼ −1. In 4D SQCD this corresponds to moving
from the origin in the 𝜏 -plane towards the upper semicircle shown in Fig. 5.5. It is
important that 𝑆 dualities in the world-sheet and bulk theories are directly related,
see Sec. 5.9.
The results of this Chapter are published in the paper [27].
363
Conclusion
This thesis is devoted to strong coupling phenomena and confinement in supersymmetric gauge theories. The central object of our investigations was the nonAbelian string responsible for confinement of monopoles in supersymmetric cousins
of QCD.
We started by recalling basic facts about the non-Abelian strings in 𝒩 = 2
supersymmetric QCD with the gauge group U(𝑁 ) and 𝑁𝑓 > 𝑁 quark flavors. These
strings are similar to the Abrikosov-Nielsen-Olesen string, but possess additional
“orientational” internal degrees of freedom (bosonic 𝑛𝑙 as well as fermionic 𝜉 𝑙 ).
We then tried to understand what happens to the non-Abelian strings and confined monopoles when we go to the 𝒩 = 1 SQCD. This was done by deforming the
original 𝒩 = 2 theory by a mass term 𝜇 for adjoint matter. In the limit of large 𝜇
this theory flows to 𝒩 = 1 SQCD.
We started with the case 𝑁𝑓 = 𝑁 . We found a solution for the non-Abelian
string and derived a two dimensional effective theory on the string world sheet
which describes the dynamic of its orientational zero modes. This theory turns out
to be bosonic CP(𝑁 − 1) model with a shallow potential generated by small quark
mass differences. The fermionic superpartners 𝜉 𝑙 of the bosonic orientational moduli
𝑛𝑙 present in the 𝒩 = 2 limit become heavy at large 𝜇 and decouple.
We addressed the question of what happen to confined ’t Hooft-Polyakov monopoles at large 𝜇. We showed that, if the quark mass differences are larger than
(exponentially small) Λ𝐶𝑃 , the confined monopoles become unstable at large 𝜇.
However, if the quarks have equal masses, the confined monopoles survive in the
𝒩 = 1 QCD limit. This result is quite remarkable since 𝒩 = 1 QCD is in the
non-Abelian regime and quasiclassically we do not expect monopoles in this theory.
It also supports the picture of “instead-of-confinement” phase for 𝒩 = 1 QCD at
strong coupling [13].
364
We then went on to generalize this construction to the case 𝑁𝑓 > 𝑁 . In the
𝒩 = 2 theory the non-Abelian string is semilocal in this case, i.e. it has additional
size moduli corresponding to massless fields living on the string. It was found that
after the 𝜇-deformation the size moduli develop a potential and decouple, leaving
behind a “local” non-Abelian string.
Next, we considered the non-Abelian string from the point of view of the world
sheet model per se. We found that the 𝜇-deformation induced from the bulk leads
to the same consequences. Namely, the confined monopoles, seen in the world sheet
theory as kinks interpolating between different vacua, indeed survive in the large 𝜇
limit provided that the quark mass differences Δ𝑚 are zero (the latter play the role
of a mass scale in the effective theory). Along the way we found the whole phase
diagram on the (𝜇, Δ𝑚) plane, which shows a rich phase structure of the theory.
After that we took a U-turn at engaged into more symmetric developments.
Namely, we studied non-Abelian string in the 𝒩 = 2 theory with the U(𝑁 = 2)
gauge group, 𝑁𝑓 = 4 flavors of quarks and a Fayet-Iliopoulos term [28]. In this
setting the world sheet theory is superconformal and critical. We have studied
the BPS protected spectrum of the world sheet theory and then, using the 2D-4D
correspondence, translated the results into the 4d SQCD terms.
At weak coupling the observed states are the perturbative gauge bosons and
heavy solitonic objects (towers of dyons), together with their superpartners. When
we enter into the strong coupling, the perturbative states and high-lying dyons decay
into monopole-antimonopole pairs, each of which then stays tied by non-Abelian
strings. This is a clear illustration of the “instead-of-confinement” mechanism.
Moreover, we have confirmed the existence of a massless 𝑏-baryon found earlier
by treating the solitonic vortex as a critical superstring. This is an important result
providing evidence for the consistency of such string theory approach.
The field theory approach developed here may also give us a way how to generalize these constructions to arbitrary 𝑁 and 𝑁𝑓 . This is certainly desirable. There is
also an intriguing question of a connection with the AdS/CFT program. There are
hints that may allow us to understand the reasons for or even prove some variants
of the AdS/CFT hypothesis.
In fairness, it should be noted that here we did not consider the question of the
spontaneously broken chiral symmetry. The thing is that in the 𝒩 = 2 gauge theory
365
chiral symmetry is broken already by the Yukawa couplings. Although this theory
is called “supersymmetric QCD”, it is of course a bit different from the “original”
QCD. It makes sense to investigate chiral symmetry in the 𝒩 = 1 SQCD, but this
question is quite difficult and deserves a separate discussion.
This thesis broadens the understanding of non-Abelian strings in supersymmetric
gauge theories, and of strong coupling phenomena in general. While it is not certain
that this road will lead us to solving the confinement problem in the “real-world”
QCD, it will certainly take us far. On the journey of understanding confinement in
strongly coupled gauge theories, there are three major steps. The first one is the
understanding of the basic nature of confinement. We can now say that we reached
this stage in 𝒩 = 2 and 𝒩 = 1 theories. The second step is calculation of the
hadron spectrum. In the light of the latest results (including some presented here),
this step is underway in 𝒩 = 2 theories. The third step is derivation of the low
energy theory of pion-nucleon interaction directly from the first principles. We are
not there just yet, but this third step may be just within a hand’s reach.
366
APPENDIX A
Useful formulas in two spacetime dimensions
This Appendix contains some equations and conventions frequently used in twodimensional physics.
Tensors in 2d:
𝑔 𝜇𝜈 = diag(+, −) ,
𝜖01 = +1,
𝜖01 = −1 ,
(A.1.1)
(A.1.2)
𝜖𝜇𝜈 𝜖𝛼𝛽 = −𝑔 𝜇𝛼 𝑔 𝜈𝛽 + 𝑔 𝜇𝛽 𝑔 𝜈𝛼 .
(A.1.3)
1
𝐹 * = 𝜖𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 = 𝜖𝜇𝜈 𝜕 𝜇 𝐴𝜈 = 𝐹 01 = −𝐹01 ,
2
(A.1.4)
𝐹01 = ℰ ,
(A.1.5)
Dual gauge field strength:
where ℰ is the electric field strength, and 2 = 𝜕𝜇 𝜕 𝜇 .
Pure photon action:
{︂
}︂ ∫︁
∫︁
1
1
𝑑2 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 = 𝑑2 𝑥 𝐴𝜇 (2𝑔𝜇𝜈 − 𝜕𝜇 𝜕𝜈 ) 𝐴𝜈 ,
4
2
(A.1.6)
Useful identity:
1
1
𝐹 * 𝐹 * = 𝜖𝜇𝜈 𝜕𝜇 𝐴𝜈 𝜖𝛼𝛽 𝜕𝛼 𝐴𝛽
2
2
1
= 𝜕𝜇 𝐴𝜈 (−𝑔 𝜇𝛼 𝑔 𝜈𝛽 + 𝑔 𝜇𝛽 𝑔 𝜈𝛼 )𝜕𝛼 𝐴𝛽
2
1
≃ −𝐴𝜈 (−2𝑔 𝜈𝛽 + 𝜕 𝜈 𝜕 𝛽 )𝐴𝛽
2
𝜕𝜈 𝜕𝛽
= 𝐴𝜇 𝐴𝜇 − 𝐴𝜇
𝐴𝛽 ,
2
(A.1.7)
where ≃ involves integration by parts, i.e. it is an equality up to surface terms.
367
Gamma matrices:
(︃
)︃
0 1
𝛾0 =
,
1 0
𝛾1 =
(︃
)︃
0 −1
1
0
(︃
,
𝛾chir = 𝛾 0 𝛾 1 =
−1 0
0
1
)︃
,
{𝛾 𝜇 , 𝛾chir } = 0 .
(A.1.8)
(A.1.9)
Derivatives:
𝜕𝐿 = 𝜕𝑡 + 𝜕𝑧 ,
Dirac fermion:
Ξ=
(A.1.10)
∇𝜇 = 𝜕𝜇 − 𝑖 𝐴𝜇 ,
(A.1.11)
∇
/ = 𝛾 𝜇 ∇𝜇 .
(A.1.12)
(︃ )︃
𝜉𝐿
𝜉𝑅
𝜕𝑅 = 𝜕𝑡 − 𝜕𝑧 ,
,
(︀
)︀
Ξ = Ξ† 𝛾0 = 𝜉 𝑅 , 𝜉 𝐿 ,
1
𝜉𝐿 = (1 − 𝛾chir )Ξ ,
2
1
𝜉𝑅 = (1 + 𝛾chir )Ξ .
2
(A.1.13)
(A.1.14)
Relationship between Euclidean and Minkowski formulation.
Coordinates:
𝑥𝜇𝑀 = {𝑡𝑀 , 𝑧} ,
𝑥𝜇𝐸 = {𝑡𝐸 , 𝑧} .
𝑔 𝜇𝜈 = diag(+, −) .
The path integral in Minkowski formulation:
∫︁
∫︁
∫︀
𝒜𝑀 = 𝐷𝜙 𝑒𝑖𝑆𝑀 = 𝐷𝜙 𝑒𝑖 ℒ𝑀 𝑑𝑡𝑀 .
(A.1.15)
(A.1.16)
(A.1.17)
In passing to Euclidean, we substitute
(𝑥0 )𝑀 = 𝑡𝑀 −→ −𝑖𝑡𝐸 = −𝑖(𝑥0 )𝐸 ,
(𝑘0 )𝑀 −→ 𝑖(𝑘0 )𝐸 ,
(𝑘1 )𝑀 −→ (𝑘1 )𝐸 ,
2 −→ −Δ = −(𝜕02 + 𝜕12 ) ,
ℒ𝑀 −→ −ℒ𝐸 ,
𝑖𝑆𝑀 −→ −𝑆𝐸 ,
Oscillating path integrand −→ Exponentialy decaying path integrand .
(A.1.18)
368
For example, for the free scalar
1
ℒ𝑀 = − 𝜙(2 + 𝑚2 )𝜙 ,
2
1
ℒ𝐸 = 𝜙(−Δ + 𝑚2 )𝜙 .
2
The situation with the Dirac fermion is a bit trickier:
0
𝛾𝑀
−→ 𝛾𝐸0 ,
(A.1.20)
(A.1.21)
1
𝛾𝑀
−→ 𝑖𝛾𝐸1 ,
so that
(A.1.19)
𝜇
𝜈
{𝛾𝑀
, 𝛾𝑀
} = 2𝑔 𝜇𝜈 −→ {𝛾𝐸𝜇 , 𝛾𝐸𝜈 } = 2𝛿 𝜇𝜈 ,
(𝛾 𝜇 𝑘𝜇 )𝑀 −→ 𝑖(𝛾 𝜇 𝑘𝜇 )𝐸 .
(A.1.22)
Furthermore,
𝜕𝐿𝑀 = 𝜕𝑡𝑀 + 𝜕𝑧 ,
𝜕𝑅𝑀 = 𝜕𝑡𝑀 − 𝜕𝑧 ,
𝜕𝐿𝐸
𝜕𝑅𝐸
= 𝜕𝑡𝐸 − 𝑖𝜕𝑧 ,
= 𝜕𝑡𝐸 + 𝑖𝜕𝑧 .
Ψ𝑀 −→ Ψ𝐸 ,
𝑀
Ψ
𝐸
The fields Ψ𝐸 and Ψ
(A.1.23)
𝐸
(A.1.24)
−→ 𝑖 Ψ .
are no longer related by conjugation (in fact, there is no
notion of conjugation in Euclidean spacetime).
For the photon,
(𝐴0 )𝑀 −→ 𝑖(𝐴0 )𝐸 ,
(𝐴1 )𝑀 −→ (𝐴1 )𝐸 ,
𝑀
𝐹01
−→
𝐸
𝑖𝐹01
,
(A.1.25)
(𝐹 * )𝑀 −→ 𝑖(𝐹 * )𝐸 .
1 𝑀 𝜇𝜈
1
1
ℒ𝑀 = − 𝐹𝜇𝜈
𝐹𝑀 = 𝐹0𝑗𝑀 𝐹0𝑗𝑀 − 𝐹𝑗𝑘 𝐹𝑗𝑘 ,
4
2
4
(A.1.26)
The Lagrangians:
ℒ𝐸 =
1 𝐸 𝜇𝜈
1
1
𝐹𝜇𝜈 𝐹𝐸 = 𝐹0𝑗𝐸 𝐹0𝑗𝐸 + 𝐹𝑗𝑘 𝐹𝑗𝑘 .
4
2
4
(A.1.27)
369
APPENDIX B
Solution of the Dirac equation for
superorientational modes
In this Appendix we solve Dirac equations (2.5.14). After a substitution
1
Ψ(𝑟),
𝑟𝜑2 (𝑟)
𝜓 1̇− (𝑟) =
𝜆(1) (𝑟) = 𝑖𝑔22 Λ(𝑟)
equations (2.5.14) reduce to
1
𝜕𝑟 Ψ = Λ ,
𝑟𝑔22 𝜑1 𝜑2
𝜑1
𝑟𝜕𝑟 Λ + 𝑓𝑁 Λ −
Ψ =
𝜑2
𝜇2 𝑓𝑁 𝜑1
−
,
2 𝜑2
which in turn gives an equation of second order for Ψ:
(︂
)︂
2
1
2
1 +
𝜕𝑟 Ψ −
(𝑓 − 𝑓𝑁 ) 𝜕𝑟 Ψ − 𝑔22 𝜑21 Ψ =
𝑟
𝑁
−
𝜇2 𝑓𝑁 2 2
𝑔 𝜑 .
2 2 1
(B.1.1)
(B.1.2)
First let us solve the homogeneous version of (2.5.14), i. e. put 𝜇2 = 0. The
solutions are
𝑓𝑁
,
𝑟𝜑2
)︂
𝜑2
−
.
𝜑1
𝜓 1̇− = 𝑐
𝜆(1)
𝑖𝑔22
= 𝑐
2
(︂
𝜑1
𝜑2
with some constant 𝑐. They correspond to Ψ = 𝑓𝑁 ; indeed, this is a solution for
homogeneous version of (B.1.2). With the help of it we can reduce the order of this
equation. Let us take
⎛
∫︁𝑟
Ψ(𝑟) = 𝜇2 𝑓𝑁 (𝑟) ⎝
⎞
d𝑥 𝜒(𝑥) + 𝑐1 ⎠ ,
0
370
with some constant 𝑐1 , then from (B.1.2) it follows that
(︂
)︂
1 1 2 2 2
2
1
𝜕𝑟 𝜒 +
𝑟 𝑔2 (𝜑1 − 𝜑22 ) − 1 −
(𝑓 − 𝑓𝑁 ) 𝜒 = − 𝑔22 𝜑21 . (B.1.3)
𝑟 𝑓𝑁
𝑁
2
This is just an equation of the first order; its solution can be found very easily as
⎛ 𝑟
⎞
∫︁
𝑔 2 𝑟𝜑2
d𝑦 𝜑21 2
𝜒 = − 2 22 ⎝
𝑓 + 𝑐2 ⎠ .
(B.1.4)
2𝑓𝑁
𝑦 𝜑22 𝑁
0
Putting all this together, we obtain:
⎛ 𝑥
⎛ 𝑟
⎞
⎞
∫︁
∫︁
2
2
𝑥𝜑 (𝑥) ⎝ d𝑦 𝜑1 (𝑦) 2
𝑓𝑁 (𝑟) ⎝
𝜓 1̇− (𝑟) = − 𝜇2 𝑔22
d𝑥 22
𝑓𝑁 (𝑦) + 𝑐2 ⎠ + 𝑐1 ⎠ .
2
𝑟𝜑2 (𝑟)
2𝑓𝑁 (𝑥)
𝑦 𝜑2 (𝑦)
0
0
(B.1.5)
with some new constant 𝑐1 .
For this solution to behave well at the origin we have to put 𝑐1 = 0. Considering
the infinity, we should also require that
∫︁∞
𝑐2 =
−
0
d𝑦 𝜑21 (𝑦) 2
𝑓 (𝑦).
𝑦 𝜑22 (𝑦) 𝑁
This gives
𝜓 1̇− (𝑟) =
𝜇2 𝑔22
2
𝑓𝑊 (𝑟)
𝑟𝜑2 (𝑟)
∫︁𝑟
d𝑥
0
𝑥𝜑22 (𝑥)
2 (𝑥)
𝑓𝑊
∫︁∞
𝑥
d𝑦 𝜑21 (𝑦) 2
𝑓 (𝑦).
𝑦 𝜑22 (𝑦) 𝑊
(B.1.6)
for 𝜓 1̇− and
21
𝜆(1) (𝑟) ≡ 𝜆22
=
− + 𝜆−
(︃ (︂
)︂ ∫︁𝑟
∫︁∞
2
2
2
𝑖 𝜇2 𝑔2 𝑔2 𝜑1
𝜑2
𝑥𝜑2 (𝑥) d𝑦 𝜑21 (𝑦) 2
=
−
d𝑥 2
𝑓 (𝑦)
2
2 𝜑2
𝜑1
𝑓𝑊 (𝑥)
𝑦 𝜑22 (𝑦) 𝑊
(B.1.7)
𝑥
0
)︃
∫︁∞
𝜑2
d𝑦 𝜑21 (𝑦) 2
+
𝑓 (𝑦) .
𝜑1 𝑓𝑊
𝑦 𝜑22 (𝑦) 𝑊
𝑟
for 𝜆(1) . By direct substitution we verified that these modes indeed satisfy the Dirac
equations.
371
Now let us consider Dirac equations (2.5.18) with the non-zero eigenvalue 𝑚𝑜𝑟 .
Applying the method developed above we find the solutions
𝜓 1̇− (𝑟) =
(︂
)︂
∫︁𝑟
∫︁∞
𝑔22 𝑓𝑁 (𝑟)
𝑥𝜑22 (𝑥)
𝑓𝑁2 (𝑦)𝜑21 (𝑦)
− 𝑚𝑜𝑟 − 𝜇2
d𝑥 2
d𝑦
2 𝑟𝜑2 (𝑟)
𝑓𝑁 (𝑥)
𝑦𝜑22 (𝑦)
0
(B.1.8)
𝑥
for 𝜓 1̇− and
(︂
)︂
)︂ (︂
)︂
(︂
𝑚𝑜𝑟 𝜑1
𝜑2
𝜑2
𝑔22 1 𝜑1
2
𝜆(1) (𝑟) = − 𝑖
−
− 𝑖𝑔2 𝑚𝑜𝑟 − 𝜇2
−
×
2
𝜑2
𝜑1
2 2 𝜑2
𝜑1
(︂
)︂
∫︁𝑟
∫︁∞
∫︁∞
𝑥𝜑22 (𝑥)
𝑓𝑁2 (𝑦)𝜑21 (𝑦)
𝑔22
𝜑2
𝑓𝑁2 (𝑦)𝜑21 (𝑦)
d𝑥 2
d𝑦
− 𝑖 𝑚𝑜𝑟 − 𝜇2
d𝑦
𝑓𝑁 (𝑥)
𝑦𝜑22 (𝑦)
2 𝑓 𝑁 𝜑1
𝑦𝜑22 (𝑦)
0
𝑥
𝑟
(B.1.9)
for 𝜆(1) .
One can see, that the first and the last terms in the last expression behave at
the origin as 1/𝑟. We can choose eigenvalue 𝑚𝑜𝑟 to insure that 1/𝑟 terms cancel
out. This gives the expression (2.5.19) for the mass 𝑚𝑜𝑟 .
372
APPENDIX C
Coefficients of the effective action of the
CP(𝑁 − 1) model
In this Appendix we derive the effective action (4.3.23).
C.1
Brief overview
We consider the masses on a circle (4.1.3). The effective action is derived in the
vicinity of the vacuum with Im 𝜎 = 0.
Consider bosonic loops. In the Lagrangian (4.1.13) we can expand the 𝜎 − 𝑛
interaction term as
⃒√
⃒√
⃒2
⃒2
⃒
⃒ 𝑖2
⃒
⃒
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛 | ≈ ⃒ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛𝑖 |2
)︁
(︁√
√
+ 2 Re( 2𝛿𝜎) ·
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 |𝑛𝑖 |2
√
− 2 Im( 2𝛿𝜎) · Im 𝑚𝑖 |𝑛𝑖 |2
(C.1.1)
where 𝛿𝜎 are the vacuum fluctuations around the vacuum with Im 𝜎 = 0. The
)︀2
(︀√
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 , while
diagram for the Re 𝜎 kinetic term is then proportional to
the kinetic term for Im 𝜎 is proportional to (Im 𝑚𝑖 )2 . Calculation of the diagrams
itself is straightforward, see below.
Calculation of the fermion loops is a bit trickier. The fermion mass matrix can
be read off from (4.1.13). Say, for the flavor number 𝑖,
(︁√
)︁
𝑀𝑖 =
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 · Id + 𝑖 (Im 𝑚𝑖 ) · 𝛾chir
(C.1.2)
where Id is the 2×2 identity matrix, and 𝛾chir is the two-dimensional analogue of the
𝛾5 . This 𝛾chir interferes with the traces over the spinorial indices. Say, the fermionic
373
contribution to the Re 𝜎 kinetic term coming from the diagram on Fig. 4.4b is
√
[︂
]︂
2
𝑑
𝑘
𝑖
𝑖
= −(𝑖 2)2
Tr
2
(2𝜋)
𝑘/ − 𝑀𝑖 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀𝑖
𝑖
[︃
]︃
∑︁ ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑘/ + 𝑀𝑖†
𝑘/ + /𝑞 + 𝑀𝑖†
= −2
Tr 2
2
(2𝜋)
𝑘 − |𝑀𝑖 |2 (𝑘 + 𝑞)2 − |𝑀𝑖 |2
𝑖
[︃
]︃
(︀√
)︀2
∑︁ ∫︁ 𝑑2 𝑘
(𝑘 · (𝑘 + 𝑞)) +
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 − (Im 𝑚𝑖 )2
= −4
Tr
2
(2𝜋)
(𝑘 2 − |𝑀𝑖 |2 )((𝑘 + 𝑞)2 − |𝑀𝑖 |2 )
𝑖
(C.1.3)
(︀√
)︀
2
where |𝑀𝑖 |2 =
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖 + (Im 𝑚𝑖 )2 . Calculation of the integral itself is
∑︁ ∫︁
straightforward, see below. The rest of the diagrams with fermionic loops are treated
the same way. In the end we arrive at (4.3.25).
Note that in the limit 𝜇
̃︀ → 0 supersymmetry is restored. In this case, in the
vacuum 𝐷 = 0, Im 𝜎 = 0 we have
√
𝑀𝜉2𝑘 = 𝑚2𝑛𝑘 = | 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 |2 ,
(C.1.4)
and the coefficients (4.3.25) reduce to
1
𝑒2Re 𝜎
=
1
𝑒2Im 𝜎
𝑏𝛾,Im 𝜎
𝑁 −1
1
1 ∑︁
1
√
= 2 =
𝑒𝛾
4𝜋
| 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 |2
𝑘=0
(C.1.5)
𝑁 −1
1
1 ∑︁
√
=
.
2𝜋
2⟨𝜎⟩
−
𝑚
𝑘
𝑘=0
(C.1.6)
The rest of this Appendix contains details of this derivation.
C.2
Fermionic loops
Lagrangian for one fermionic flavor interacting with the photon:
ℒferm-A = 𝑖 Ξ ∇
/ Ξ − Ξ𝑀 Ξ
Here, the fermion mass
(︃√
)︃
2⟨𝜎⟩ − 𝑚 − 𝜆(𝜇)
0
√
𝑀=
2⟨𝜎⟩ − 𝑚 − 𝜆(𝜇)
0
(︁√
)︁
(︁√
)︁
= Re
2⟨𝜎⟩ − 𝑚 · Id − 𝑖 Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚 · 𝛾chir ,
(C.2.1)
(C.2.2)
374
where Id is the 2 × 2 identity matrix. We will use the following shorthand notation:
𝑀 = 𝑅 − 𝐼 · 𝑖𝛾chir ,
𝑀 † = 𝑅 + 𝐼 · 𝑖𝛾chir
|𝑀 |2 = 𝑅2 + 𝐼 2
(C.2.3)
(C.2.4)
Furthermore, we have to include the interaction with vacuum fluctuations of the 𝜎
field:
ℒferm = 𝑖 Ξ ∇
/ Ξ − Ξ𝑀 Ξ −
√
√
2 Re(𝜎)Ξ Ξ + 𝑖 2 Im(𝜎)Ξ 𝛾chir Ξ
For a particular flavor number 𝑘, the mass is given by the formula
√
|𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2 = | 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(𝜇)|2
(︁√
)︁
𝑅𝑘𝑡ℎ flavor = Re
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(𝜇)
)︁
(︁√
𝐼𝑘𝑡ℎ flavor = Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘
(C.2.5)
(C.2.6)
Recall that we use the mass parameters 𝑚𝑘 on the circle (4.1.3).
C.2.1
Photon kinetic term
Figure C.1: Photon wave function renormalization
Consider the diagram from Fig. C.1. Corresponding contribution is
[︂
]︂
∫︁
2
𝑑
𝑘
𝑖
𝑖
𝑖Π𝜇𝜈 = −(+𝑖)2
Tr 𝛾 𝜇
𝛾𝜈
2
(2𝜋)
𝑘/ − 𝑀 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
(C.2.7)
We will calculate this integral using the dimensional regularization. Now, using the
identity
(︀
)︀
(︀
)︀
(𝛾 𝜇 𝑘𝜇 − 𝑀 ) 𝛾 𝜇 𝑘𝜇 + 𝑀 † = 𝑘 2 − |𝑀 |2 + 𝑘𝜇 𝛾 𝜇 𝑀 † − 𝑀 𝛾 𝜇
⏟
⏞
=0
(C.2.8)
375
we can rewrite the fermion propagators as
𝑘/ + 𝑀 †
𝑖
=𝑖 2
𝑘/ − 𝑀
𝑘 − |𝑀 |2
(C.2.9)
Let’s calculate the trace in (C.2.7). We will use the following identities in 𝑑 = 2
dimensions:
[︀
]︀
(︀
)︀
Tr 𝛾 𝜇 𝛾 𝛼 𝛾 𝜈 𝛾 𝛽 = 𝑑 𝑔 𝜇𝛼 𝑔 𝜈𝛽 − 𝑔 𝜇𝜈 𝑔 𝛼𝛽 + 𝑔 𝜇𝛽 𝑔 𝜈𝛼
Tr [𝛾 𝜇 𝛾 𝜈 ] = −Tr [𝛾 𝜇 𝛾chir 𝛾 𝜈 𝛾chir ] = 𝑑 𝑔 𝜇𝜈
(C.2.10)
Tr [𝛾 𝜇 𝛾 𝜈 𝛾chir ] = −𝑑 𝜖𝜇𝜈
Tr [odd # 𝛾 𝜇 ] = Tr [𝛾chir · odd # 𝛾 𝜇 ] = 0
Therefore,
Tr [𝛾 𝜇 𝑘/ 𝛾 𝜈 /𝑞 ] = 𝑑 (𝑘 𝜇 𝑞 𝜈 + 𝑘 𝜈 𝑞 𝜇 − (𝑘 · 𝑞)𝑔 𝜇𝜈 )
[︀
]︀
Tr 𝛾 𝜇 𝑀 † 𝛾 𝜈 𝑀 † = 𝑑 |𝑀 |2 𝑔 𝜇𝜈
(C.2.11)
So, the trace in the numerator of (C.2.7) becomes
[︀
]︀
Tr 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + 𝑀 † )𝛾 𝜈 (/
𝑘 + /𝑞 + 𝑀 † )
[︀
]︀
[︀
]︀
[︀
]︀
= Tr [𝛾 𝜇 𝑘/ 𝛾 𝜈 (/
𝑘 + /𝑞 )] + Tr 𝛾 𝜇 𝑀 † 𝛾 𝜈 𝑀 † + Tr 𝛾 𝜇 𝑘/ 𝛾 𝜈 𝑀 † + Tr 𝛾 𝜇 𝑀 † 𝛾 𝜈 (/
𝑘 + /𝑞 )
[︀
]︀
= 𝑑 𝑘 𝜇 (𝑘 + 𝑞)𝜈 + 𝑘 𝜈 (𝑘 + 𝑞)𝜇 − 𝑔 𝜇𝜈 (𝑘 · (𝑘 + 𝑞) − |𝑀 |2 )
(C.2.12)
The derivation to come follows closely [96, Sec. 7.5]. We will calculate the
integral in (C.2.7) using the Feynman prescription:
1
=
(𝑘 2 − |𝑀 |2 ) ((𝑘 + 𝑞)2 − |𝑀 |2 )
∫︁1
𝑑𝑥
0
(C.2.13)
∫︁1
=
𝑑𝑥
0
1
(𝑘 2 + 2𝑥𝑘 · 𝑞 + 𝑥𝑞 2 − |𝑀 |2 )2
1
(𝑙2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 − |𝑀 |2 )2
where 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞. In terms of 𝑙, the numerator of (C.2.7) is 𝑑 times
2𝑙𝜇 𝑙𝜈 − 𝑔 𝜇𝜈 𝑙2 − 2𝑥(1 − 𝑥)𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 + 𝑔 𝜇𝜈 (|𝑀 |2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 )
+ terms linear in 𝑙 (C.2.14)
Let us perform a Wick rotation:
𝑙0 = 𝑖𝑙𝐸0 ,
𝑙𝜇 𝑙𝜇 = −(𝑙𝐸 )2
(C.2.15)
376
In terms of 𝑙𝐸 the integral (C.2.7) becomes
𝜇𝜈
𝑖Π
∫︁1
= −𝑖 𝑑
∫︁
𝑑𝑥
𝑑𝑑 𝑙𝐸
(2𝜋)𝑑
0
×
−𝑔 𝜇𝜈 𝑑2 𝑙𝐸2 + 𝑔 𝜇𝜈 𝑙𝐸2 − 2𝑥(1 − 𝑥)𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 + 𝑔 𝜇𝜈 (|𝑀 |2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 )
(𝑙𝐸2 + Δ)
2
(C.2.16)
where we introduced Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , and used the fact that in 𝑑 dimensions
(see [96, p. 251 eq. (7.87)])
∫︁
𝑑𝑑 𝑙 𝑙 𝜇 𝑙 𝜈 =
∫︁
𝑑𝑑 𝑙
1 𝜇𝜈 2
𝑔 𝑙
𝑑
(C.2.17)
Now, we can evaluate the integrals over the momentum 𝑙𝐸 (see [96, p. 251 eq.
(7.85)]):
(︂
)︂
𝑑𝑑 𝑙𝐸
1
𝑑
1
1
Γ
2
−
=
(2𝜋)𝑑 (𝑙𝐸2 + Δ)2
2 Δ2−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
(︂
)︂
∫︁ 𝑑
𝑑 𝑙𝐸
𝑙𝐸2
𝑑
1
1 𝑑
Γ
1
−
=
(2𝜋)𝑑 (𝑙𝐸2 + Δ)2
2 Δ1−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2 2
∫︁
(C.2.18)
(C.2.19)
The integral (C.2.19) is divergent and would give a pole at 𝑑 = 2, if it weren’t for
the factor 1 − 𝑑/2 in (C.2.16):
)︀ 2 𝜇𝜈
(︂
)︂ (︂
)︂
∫︁ 𝑑 (︀ 2
−
+
1
𝑙
𝑔
𝑑
𝑑
𝑑 𝑙𝐸
1
1
𝐸
𝑑
1
−
Γ
1
−
= −𝑔 𝜇𝜈
2
𝑑
(2𝜋)
2
2 Δ1−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
(𝑙𝐸2 + Δ)
)︂
(︂
1
𝑑
1
= 𝑔 𝜇𝜈
(−Δ)Γ
2
−
2 Δ2−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
(︂
)︂
𝑑
1
1
2
2
𝜇𝜈
(−|𝑀 | + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 )Γ 2 −
=𝑔
𝑑/2
2−𝑑/2
2 Δ
(4𝜋)
(C.2.20)
377
Combining this with (C.2.18) we get for the polarization operator (C.2.16):
Π𝜇𝜈 (𝑞) = −𝑑
∫︁1
(︀
)︀
1 Γ 2 − 𝑑2
𝑑𝑥
(4𝜋)𝑑/2 Δ2−𝑑/2
0
[︀
× 𝑔 𝜇𝜈 (−|𝑀 |2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 ) − 2𝑥(1 − 𝑥)𝑞 𝜇 𝑞 𝜈
(C.2.21)
]︀
+ 𝑔 𝜇𝜈 (|𝑀 |2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 )
= (−𝑞 2 𝑔 𝜇𝜈 + 𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 ) · Π(𝑞 2 )
where
(︀
)︀ 1
𝑑 ∫︁
2
𝑑
Γ
2
−
𝑥(1 − 𝑥)
2
𝑑𝑥 2−𝑑/2
Π(𝑞 2 ) =
𝑑/2
(4𝜋)
Δ
0
4
−−→
𝑑=2 4𝜋
∫︁1
𝑑𝑥
𝑥(1 − 𝑥)
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
(C.2.22)
0
1 2 1
𝑞→0 4𝜋 3 |𝑀 |2
To get the full fermionic contribution to the photon kinetic term, we have to
≈
sum over all fermionic flavors. Using (4.1.3) and (C.2.6) we get from (C.2.22) the
photon normalization
(︂
1
𝑒2𝛾
)︂
ferm
[︃
]︃
𝑁 −1
1 ∑︁ 2 1
=
4𝜋
3 𝑀𝜉2𝑘
(C.2.23)
𝑘=0
where we used notation
𝑀𝜉2𝑘 ≡ |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2 .
C.2.2
(C.2.24)
Re 𝜎 kinetic term
Consider the diagram from Fig. C.2 with Re 𝜎 external legs. Corresponding
contribution is
𝑖𝐷Re 𝜎
√
[︂
]︂
2
𝑑
𝑘
𝑖
𝑖
Tr
= −(𝑖 2)2
(2𝜋)2
𝑘/ − 𝑀 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
[︂
]︂
∫︁
𝑑2 𝑘
𝑘/ + 𝑀 † 𝑘/ + /𝑞 + 𝑀 †
= −2
Tr 2
(2𝜋)2
𝑘 − |𝑀 |2 𝑘 2 − |𝑀 |2
∫︁
(C.2.25)
378
Figure C.2: Scalar wave function renormalization
Using the trace identities (C.2.10) we can evaluate the traces:
Tr [/
𝑘 /𝑞 ] = 𝑑 (𝑘 · 𝑞)
[︀ † † ]︀
Tr 𝑀 𝑀 = 𝑑 (𝑅2 − 𝐼 2 )
(C.2.26)
where the real and imaginary masses 𝑅 and 𝐼 are defined in (C.2.3).
Again, we will evaluate the integral in dimensional regularization using the Feynman prescription (C.2.13). Introducing 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞, we can rewrite the numerator of
(C.2.25) as
(︀
)︀
Num = 𝑑 (𝑘 · (𝑘 + 𝑞)) + (𝑅2 − 𝐼 2 )
(︀
)︀
= 𝑑 𝑙2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 ) + terms linear in 𝑙
(C.2.27)
Introducing again Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , performing a Wick rotation (C.2.15) and
using (C.2.18) and (C.2.19) we arrive at
∫︁1
𝐷Re 𝜎 = −2𝑑
∫︁
𝑑𝑥
0
𝑑𝑑 𝑙𝐸 −𝑙𝐸2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)2
∫︁1
)︂
(︂
1
𝑑
Γ 2−
= −2𝑑 𝑑𝑥
2
(4𝜋)𝑑/2
0
(︃
)︃
1 𝑑 1
−𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
× − 1−𝑑/2
+
2 1 − 𝑑2
Δ
Δ2−𝑑/2
(C.2.28)
Denote
𝑑
= 𝜀 , 𝑑 = 2 − 2𝜀
2
Using the gamma function decomposition
1−
Γ(𝜀) ≈
1
−𝛾
𝜀
Γ(1 + 𝜀) = 𝜀Γ(𝜀) ≈ 1 − 𝜀𝛾
(C.2.29)
(C.2.30)
(C.2.31)
379
the first (singular) term of (C.2.28) can be rewritten as
)︂
(︂
𝑑
𝑑
1 𝑑 1
singular =
Γ 2−
𝑑/2
1−𝑑/2
2 Δ
2 1 − 𝑑2
(4𝜋)
1
1
2 − 2𝜀
Γ
(1
+
𝜀)
(1
−
𝜀)
=
(4𝜋)1−𝜀
Δ𝜀
𝜀
(︂ )︂𝜀
2
4𝜋 1
=
(1 − 𝜀)2 Γ (1 + 𝜀)
4𝜋
Δ
𝜀
(︂
)︂
4𝜋
2 1
(1 − 2𝜀)(1 − 𝜀𝛾) 1 + 𝜀 ln
≈
4𝜋 𝜀
Δ
)︂
(︂
2 1
− 𝛾 − 2 + ln 4𝜋 − ln Δ
≈
4𝜋 𝜀
(C.2.32)
We see that this expression is divergent. If we were to use Pauli-Villars regularization, then instead of (C.2.32) we would get
singular =
)︀
2 (︀
2
−1 + ln 𝑀uv
− ln Δ
4𝜋
(C.2.33)
Either way, we will be interested only in 𝑞 2 → 0 behavior, particularly in 𝑂(𝑞 2 )
terms, so we can throw the divergent terms out. The remaining integral is
fin
𝐷Re
𝜎
∫︁1
= −4
1
𝑑𝑥
4𝜋
(︂
)︂
Δ
−𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
ln
+
|𝑀 |2
Δ
0
∫︁1
(︂
)︂
1 −𝑥2 𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
= −4 𝑑𝑥
4𝜋 |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
(︂
)︂
1 2
1 1
1 𝑅2 − 𝐼 2
≈ −4
𝑞 −
+
𝑞→0
4𝜋
3 |𝑀 |2 6 |𝑀 |4
1 2 1 |𝑀 |2 + 2𝐼 2
=2 𝑞
4𝜋 3
|𝑀 |4
(C.2.34)
To get the full fermionic contribution to the kinetic term, we have to sum over all
fermionic flavors. Using (4.1.3) and (C.2.6) we get from (C.2.34) the normalization
factor
(︂
2
𝑒2Re 𝜎
)︂
=
ferm
𝑁
−1 [︂
∑︁
𝑘=0
1 1 |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2 + 2𝐼𝑘2𝑡ℎ flavor
2
4𝜋 3
|𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |4
]︂
or, equivalently,
[︃
(︀ (︀√
)︀)︀2 ]︃
(︂
)︂
𝑁
−1
∑︁
1
1 1 𝑀𝜉2𝑘 + 2 Im 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘
=
𝑒2Re 𝜎 ferm
4𝜋 3
𝑀𝜉4𝑘
𝑘=0
(C.2.35)
(C.2.36)
380
where we used notation
𝑀𝜉2𝑘 ≡ |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2
(C.2.37)
In the vacuum where Im 𝜎 = 0 we have
[︃
]︃
(︂
)︂
2
𝑁 −1
1
1 ∑︁ 1 𝑀𝜉2𝑘 + 2 (Im 𝑚𝑘 )
=
𝑒2Re 𝜎 ferm 4𝜋
3
𝑀𝜉4𝑘
(C.2.38)
𝑘=0
C.2.3
Im 𝜎 kinetic term
The derivation follows closely that of the previous section.
Consider the diagram from Fig. C.2, only with Im 𝜎 as external lines. Corresponding contribution is
𝑖𝐷Im 𝜎
[︂
]︂
√ 2 ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑖
𝑖
Tr 𝛾chir
𝛾chir
= −(− 2)
(2𝜋)2
𝑘/ − 𝑀
𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
[︂
]︂
∫︁
𝑘/ + 𝑀 †
𝑘/ + /𝑞 + 𝑀 †
𝑑2 𝑘
Tr 𝛾chir 2
𝛾chir 2
=2
(2𝜋)2
𝑘 − |𝑀 |2
𝑘 − |𝑀 |2
(C.2.39)
Using the trace identities (C.2.10) we can evaluate the traces:
Tr [𝛾chir 𝑘/ 𝛾chir /𝑞 ] = −𝑑 (𝑘 · 𝑞)
[︀
]︀
Tr 𝛾chir 𝑀 † 𝛾chir 𝑀 † = 𝑑 (𝑅2 − 𝐼 2 )
(C.2.40)
where the real and imaginary masses 𝑅 and 𝐼 are defined in (C.2.3).
Again, we will evaluate the integral in dimensional regularization using the Feynman prescription (C.2.13). Introducing 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞, we can rewrite the numerator of
(C.2.25) as
(︀
)︀
Num = 𝑑 − (𝑘 · (𝑘 + 𝑞)) + (𝑅2 − 𝐼 2 )
(︀
)︀
= 𝑑 −𝑙2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 ) + terms linear in 𝑙
(C.2.41)
Introducing again Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , performing a Wick rotation (C.2.15) and
using (C.2.18) and (C.2.19) we arrive at
∫︁1
𝑖𝐷Im 𝜎 = 2𝑑
∫︁
𝑑𝑥
0
∫︁1
= 2𝑑
0
𝑑𝑑 𝑙𝐸 𝑙𝐸2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)2
(︂
)︂ (︃
1
𝑑
1 𝑑 1
Γ
2
−
𝑑𝑥
2
(4𝜋)𝑑/2
Δ1−𝑑/2 2 1 −
2
𝑑
2
+
2
2
𝑥(1 − 𝑥)𝑞 + (𝑅 − 𝐼 )
Δ2−𝑑/2
)︃
(C.2.42)
381
The story with singularities repeats again. We throw out the 𝑞 2 -independent terms
and obtain
fin
𝑖𝐷Im
𝜎
∫︁1
=4
(︂
)︂
Δ
𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
− ln
+
|𝑀 |2
Δ
1
𝑑𝑥
4𝜋
0
∫︁1
(︂
)︂
1 +𝑥2 𝑞 2 + (𝑅2 − 𝐼 2 )
= 4 𝑑𝑥
4𝜋 |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
(︂
)︂
1 1
1 𝑅2 − 𝐼 2
1 2
𝑞 +
+
≈ 4
𝑞→0 4𝜋
3 |𝑀 |2 6 |𝑀 |4
1 2 1 3|𝑀 |2 − 2𝐼 2
=2 𝑞
4𝜋 3
|𝑀 |4
(C.2.43)
To get the full fermionic contribution to the kinetic term, we have to sum over all
fermionic flavors. Using (4.1.3) and (C.2.6) we get from (C.2.43) the normalization
factor
(︂
)︂
2
𝑒2Im 𝜎
=
ferm
𝑁
−1 [︂
∑︁
𝑘=0
1 1 3|𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2 − 2𝐼𝑘2𝑡ℎ flavor
2
4𝜋 3
|𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |4
]︂
(C.2.44)
or, equivalently,
(︂
1
𝑒2Im 𝜎
)︂
=
𝑁
−1
∑︁
ferm
[︃
𝑘=0
1 1
4𝜋 3
3𝑀𝜉2𝑘
(︀
(︀√
− 2 Im 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘
𝑀𝜉4𝑘
)︀)︀2 ]︃
(C.2.45)
where we used notation
𝑀𝜉2𝑘 ≡ |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2
In the vacuum where Im 𝜎 = 0 we have
[︃
]︃
)︂
(︂
2
𝑁
−1
2
∑︁
1
1
1 3𝑀𝜉𝑘 − 2 (Im 𝑚𝑘 )
=
𝑒2Im 𝜎 ferm 4𝜋
3
𝑀𝜉4𝑘
(C.2.46)
(C.2.47)
𝑘=0
C.2.4
𝐴𝜇 − Im 𝜎 mixing
Consider the diagram from Fig. C.3. Corresponding contribution is
[︂
]︂
√ ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑖
𝑖
𝜇
𝑖𝑉mix = − (+𝑖) (− 2)
Tr
𝛾
𝛾chir
(2𝜋)2
𝑘/ − 𝑀 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
[︂
]︂
√ ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑘/ + 𝑀 † 𝜇 𝑘/ + /𝑞 + 𝑀 †
= 2𝑖
Tr 2
𝛾 2
𝛾chir
(2𝜋)2
𝑘 − |𝑀 |2
𝑘 − |𝑀 |2
(C.2.48)
382
Figure C.3: Photon-scalar mixing
Using the trace identities (C.2.10) we can evaluate the traces:
Tr [/
𝑘 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + /𝑞 )𝛾chir ] = 0
[︀ 𝜇 †
]︀
Tr 𝑘/ 𝛾 𝑀 𝛾chir = 𝑑 𝑘𝜈 (−𝑅𝜖𝜈𝜇 + 𝑖𝐼𝑔 𝜈𝜇 )
[︀
]︀
Tr 𝑀 † 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + /𝑞 )𝛾chir = 𝑑 (−𝑅𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝑔 𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 )
[︀
]︀
Tr 𝑀 † 𝛾 𝜇 𝑀 † 𝛾chir = 0
(C.2.49)
where the real and imaginary masses 𝑅 and 𝐼 are defined in (C.2.3).
Again, we will evaluate the integral in dimensional regularization using the Feynman prescription (C.2.13). Introducing 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞, we can rewrite the numerator of
(C.2.25) as
Num = 𝑑 (𝑘𝜈 (−𝑅𝜖𝜈𝜇 + 𝑖𝐼𝑔 𝜈𝜇 ) + (−𝑅𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝑔 𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ))
= 𝑑 (𝑘𝜈 (𝑅𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝑔 𝜇𝜈 ) + (−𝑅𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝑔 𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ))
= 𝑑 (−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(2𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 )𝑔 𝜇𝜈 )
(C.2.50)
= 𝑑 (−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(1 − 2𝑥) 𝑞𝜈 𝑔 𝜇𝜈 ) + terms linear in 𝑙
Introducing again Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , performing a Wick rotation (C.2.15) and
383
using (C.2.18) and (C.2.19) we arrive at
𝑉mix =
√
∫︁1
2𝑑
∫︁
𝑑𝑥
0
1
√ ∫︁
= − 2𝑑 𝑑𝑥
𝑑𝑑 𝑙𝐸 −𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(1 − 2𝑥) 𝑞𝜈 𝑔 𝜇𝜈
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)2
(︂
)︂
)︂ (︂
𝑑
1
−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(1 − 2𝑥) 𝑞𝜈 𝑔 𝜇𝜈
Γ 2−
2
(4𝜋)𝑑/2
Δ2−𝑑/2
0
1
√ 1 ∫︁
−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈 + 𝑖𝐼(1 − 2𝑥) 𝑞𝜈 𝑔 𝜇𝜈
= −2 2
𝑑𝑥
𝑑=2
4𝜋
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
√
1
= −2 2
4𝜋
≈
𝑞→0
√
0
1
∫︁
(C.2.51)
−𝑅𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈
𝑑𝑥
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
2
1 𝑅
𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈
2
2𝜋 |𝑀 |
To get the full fermionic contribution to the kinetic term, we have to sum over
all fermionic flavors. Using (4.1.3) and (C.2.6) we get from (C.2.51) the mixing
coupling constant
√
2𝑏𝛾,Im 𝜎 =
𝑁
−1
∑︁
𝑘=0
[︃
√
2
1 𝑅
2𝜋 𝑀𝜉2𝑘
]︃
(C.2.52)
or, equivalently,
𝑏𝛾,Im 𝜎
[︃ (︀√
]︃
)︀
𝑁 −1
1 ∑︁ Re 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(𝜇)
=
2𝜋
𝑀𝜉2𝑘
(C.2.53)
𝑘=0
where we used notation
𝑀𝜉2𝑘 ≡ |𝑀𝑘𝑡ℎ flavor |2
In the vacuum where Im 𝜎 = 0 this becomes
[︃
]︃
𝑁
−1 √
∑︁
1
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 − 𝜆(𝜇)
𝑏𝛾,Im 𝜎 =
2𝜋
𝑀𝜉2𝑘
(C.2.54)
(C.2.55)
𝑘=0
This corresponds to the term in the effective Lagrangian
ℒmix
eff =
√
√
2 𝑏 Im 𝜎𝜖𝜇𝜈 𝜕𝜇 𝐴𝜈 = − 2 𝑏 Im 𝜎𝐹 *
(C.2.56)
384
C.2.5
Would-be 𝐴𝜇 − Re 𝜎 mixing
Consider the diagram like on Fig. C.3, only with Re 𝜎 instead of Im 𝜎. Corresponding contribution is
𝑖𝑉mix Re
√
[︂
]︂
𝑖
𝑑2 𝑘
𝑖
𝜇
= − (+𝑖) (−𝑖 2)
Tr
𝛾
(2𝜋)2
𝑘/ − 𝑀 𝑘/ + /𝑞 − 𝑀
[︂
]︂
√ ∫︁ 𝑑2 𝑘
𝑘/ + 𝑀 † 𝜇 𝑘/ + /𝑞 + 𝑀 †
Tr 2
𝛾 2
=− 2
(2𝜋)2
𝑘 − |𝑀 |2
𝑘 − |𝑀 |2
∫︁
(C.2.57)
Using the trace identities (C.2.10) we can evaluate the traces:
Tr [/
𝑘 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + /𝑞 )] = 0
[︀ 𝜇 † ]︀
Tr 𝑘/ 𝛾 𝑀 = 𝑑 𝑘𝜈 (𝑅𝑔 𝜈𝜇 − 𝑖𝐼𝜖𝜈𝜇 )
[︀
]︀
Tr 𝑀 † 𝛾 𝜇 (/
𝑘 + /𝑞 ) = 𝑑 (𝑅𝑔 𝜇𝜈 − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 )
[︀
]︀
Tr 𝑀 † 𝛾 𝜇 𝑀 † = 0
(C.2.58)
where the real and imaginary masses 𝑅 and 𝐼 are defined in (C.2.3).
Again, we will evaluate the integral in dimensional regularization using the Feynman prescription (C.2.13). Introducing 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞, we can rewrite the numerator of
(C.2.25) as
Num = 𝑑 (𝑘𝜈 (𝑅𝑔 𝜈𝜇 − 𝑖𝐼𝜖𝜈𝜇 ) + (𝑅𝑔 𝜇𝜈 − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ))
= 𝑑 (𝑘𝜈 (𝑅𝑔 𝜇𝜈 + 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 ) + (𝑅𝑔 𝜇𝜈 − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 ) (𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ))
= 𝑑 (𝑅𝑔 𝜇𝜈 (2𝑘𝜈 + 𝑞𝜈 ) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈 )
(C.2.59)
= 𝑑 (𝑅𝑔 𝜇𝜈 𝑞𝜈 (1 − 2𝑥) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈 ) + terms linear in 𝑙
Introducing again Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , performing a Wick rotation (C.2.15) and
385
using (C.2.18) and (C.2.19) we arrive at
∫︁1
√
𝑉mix Re = 𝑖 2𝑑
𝑑𝑑 𝑙𝐸 𝑅𝑔 𝜇𝜈 𝑞𝜈 (1 − 2𝑥) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)2
∫︁
𝑑𝑥
0
∫︁1
√
= 𝑖 2𝑑
(︂
)︂ (︂ 𝜇𝜈
)︂
1
𝑑
𝑅𝑔 𝑞𝜈 (1 − 2𝑥) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈
𝑑𝑥
Γ 2−
2
(4𝜋)𝑑/2
Δ2−𝑑/2
0
∫︁1
√
1
= 𝑖2 2
𝑑=2
4𝜋
√ 1
= 𝑖2 2
4𝜋
≈
√
𝑞→0
𝑑𝑥
0
1
∫︁
𝑑𝑥
𝑅𝑔 𝜇𝜈 𝑞𝜈 (1 − 2𝑥) − 𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
(C.2.60)
−𝑖𝐼𝜖𝜇𝜈 𝑞𝜈
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
2
1 𝐼
𝑞𝜈 𝜖𝜇𝜈
2𝜋 |𝑀 |2
To get the full fermionic contribution to the kinetic term, we have to sum over all
fermionic flavors. Using (4.1.3) and (C.2.6) we get from (C.2.60) the corresponding
coupling constant
𝑏mix Re =
𝑁
−1
∑︁
𝑘=0
√
2
1 𝐼𝑘𝑡ℎ flavor
2𝜋 𝑀𝜉2𝑘
(C.2.61)
or, equivalently,
𝑏mix Re =
𝑁
−1
∑︁
𝑘=0
√
1 Im
2
2𝜋
(︀√
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘
𝑀𝜉2𝑘
)︀
(C.2.62)
This vanishes exactly in the vacuum where Im 𝜎 = 0.
For the same reason, the diagram Fig. C.2 with one external leg Re 𝜎 and
another Im 𝜎 (i.e. a would-be Re − Im mixing) also vanishes.
C.3
C.3.1
Bosonic loops
Preliminaries
The bosonic Lagrangian is (Euclidean version)
⃒
⃒2
(︀ 𝑖
)︀
ℒbos = ⃒∇𝜇 𝑛𝑖 ⃒ + 𝑖 𝐷 𝑛
¯ 𝑖 𝑛 − 2𝛽
⃒2
∑︁ ⃒⃒√
∑︁
⃒
+
Re Δ𝑚𝑖0 |𝑛𝑖 |2 (C.3.1)
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ |𝑛𝑖 |2 + 𝜐(𝜇)
𝑖
𝑖
386
We can expand the 𝜎 term as
⃒√
⃒2 ⃒√
⃒2
(︁√
)︁
√
⃒
⃒
⃒
⃒
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
⃒ 2𝜎 − 𝑚𝑖 ⃒ ≈ ⃒ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 ⃒ + 2 Re( 2𝛿𝜎) · Re
(︁√
)︁
√
+ 2 Im( 2𝛿𝜎) · Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 (C.3.2)
where 𝛿𝜎 is the vacuum fluctuations.
Introducing the masses of the 𝑛𝑘 fields
𝑚2𝑛𝑘
⃒2
⃒√
= 𝑖⟨𝐷⟩ + 𝜐(𝜇)Δ𝑚𝑘 + ⃒ 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑘 ⃒
(C.3.3)
we can write down the relevant Lagrangian (Minkowski version)
∑︁
⃒
⃒
𝑖 ⃒2
⃒
𝑚2𝑛𝑘 |𝑛𝑖 |2
ℒbos = ∇𝜇 𝑛 −
𝑖
+
∑︁
𝑖
+
∑︁
(︁√
)︁
√
2 Re( 2𝛿𝜎) · Re
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 |𝑛𝑖 |2
(C.3.4)
(︁√
)︁
√
2 Im( 2𝛿𝜎) · Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 |𝑛𝑖 |2
𝑖
For simplicity, in loop calculations we will be calculating Feynman diagrams for one
single flavor, and only then summing up over all flavors. So, we will work with the
Lagrangian
ℒsingle flavor = |∇𝜇 𝑛|2 − 𝑀 2 |𝑛|2
√
+ 2 Re( 2𝛿𝜎) · 𝑅 |𝑛|2
√
+ 2 Im( 2𝛿𝜎) · 𝐼 |𝑛|2
where we have denoted
(︁√
)︁
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
(︁√
)︁
𝐼 = Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
𝑅 = Re
C.3.2
(C.3.5)
(C.3.6)
Photon kinetic term
Consider the diagram like on Fig. C.1 only with the bosonic loop. Corresponding
contribution
∫︁
𝜇𝜈
𝑖Π =
∫︁
=
is
𝑑2 𝑘
𝑖
𝑖
𝜇
𝜇
𝜇
𝜈
𝜈
𝜈
𝑖(−(𝑘
+
𝑞
)
−
𝑘
)
𝑖(−(𝑘
+
𝑞
)
−
𝑘
)
(2𝜋)2
𝑘2 − 𝑀 2
(𝑘 + 𝑞)2 − 𝑀 2
𝑑2 𝑘
1
1
𝜇
𝜇
𝜈
𝜈
(2𝑘
+
𝑞
)(2𝑘
+
𝑞
)
(2𝜋)2
𝑘 2 − 𝑀 2 (𝑘 + 𝑞)2 − 𝑀 2
(C.3.7)
387
We will calculate this integral using the dimensional regularization. The derivation
to come follows closely [96, Sec. 7.5]. We will calculate the integral in (C.3.7) using
the Feynman prescription (C.2.13):
1
=
(𝑘 2 − |𝑀 |2 ) ((𝑘 + 𝑞)2 − |𝑀 |2 )
∫︁1
𝑑𝑥
0
(C.3.8)
∫︁1
=
1
(𝑘 2 + 2𝑥𝑘 · 𝑞 + 𝑥𝑞 2 − |𝑀 |2 )2
𝑑𝑥
0
1
(𝑙2 + 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 − |𝑀 |2 )2
where 𝑙 = 𝑘 + 𝑥𝑞. In terms of 𝑙, the numerator of (C.3.7) is
Num = (2𝑘 𝜇 + 𝑞 𝜇 )(2𝑘 𝜈 + 𝑞 𝜈 )
= (2𝑙𝜇 + (1 − 2𝑥)𝑞 𝜇 )(2𝑙𝜈 + (1 − 2𝑥)𝑞 𝜈 )
(C.3.9)
= 4𝑙𝜇 𝑙𝜈 + (1 − 2𝑥)2 𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 + terms linear in 𝑙
Let us perform a Wick rotation:
𝑙0 = 𝑖𝑙𝐸0 ,
𝑙𝜇 𝑙𝜇 = −(𝑙𝐸 )2
(C.3.10)
In terms of 𝑙𝐸 the integral (C.3.7) becomes
𝑖Π
𝜇𝜈
∫︁1
=𝑖
∫︁
𝑑𝑥
0
𝑑𝑑 𝑙𝐸 −𝑙𝐸2 𝑑4 𝑔 𝜇𝜈 + (1 − 2𝑥)2 𝑞 𝜇 𝑞 𝜈
2
(2𝜋)𝑑
(𝑙𝐸2 + Δ)
(C.3.11)
where we introduced Δ = |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , and used the fact that in 𝑑 dimensions
(see [96, p. 251 eq. (7.87)])
∫︁
𝑑𝑑 𝑙 𝑙 𝜇 𝑙 𝜈 =
∫︁
𝑑𝑑 𝑙
1 𝜇𝜈 2
𝑔 𝑙
𝑑
(C.3.12)
Now, we can evaluate the integrals over the momentum 𝑙𝐸 (see [96, p. 251 eq.
(7.85)]):
(︂
)︂
𝑑
𝑑𝑑 𝑙𝐸
1
1
1
Γ
2
−
=
(2𝜋)𝑑 (𝑙𝐸2 + Δ)2
2 Δ2−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
(︂
)︂
∫︁ 𝑑
𝑑 𝑙𝐸
𝑙𝐸2
1 𝑑
𝑑
1
=
Γ
1
−
2
(2𝜋)𝑑 (𝑙𝐸2 + Δ)
2 Δ1−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2 2
∫︁
(C.3.13)
(C.3.14)
388
We get for the polarization operator (C.3.11):
Π𝜇𝜈 (𝑞) =
∫︁1
𝑑𝑥
1
1
(4𝜋)𝑑/2 Δ1−𝑑/2
0
(C.3.15)
[︃
(︀
)︀ ]︃
(︂
)︂
𝑑
2 𝜇 𝜈
(1 − 2𝑥) 𝑞 𝑞 Γ 2 − 2
𝑑
× −2𝑔 𝜇𝜈 Γ 2 −
+
2
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
This expression has a pole at 𝑑 = 2, but we can ignore it since we are interested
only in the quadratic in 𝑞 𝜇 part, and the pole doesn’t contain such terms1 . So, the
finite part at 𝑑 = 2 is:
Π𝜇𝜈
fin (𝑞) =
∫︁1
[︂
]︂
2 𝜇 𝜈
2
2
(1
−
2𝑥)
𝑞
𝑞
|𝑀
|
−
𝑥(1
−
𝑥)𝑞
1
+
2𝑔 𝜇𝜈 ln
𝑑𝑥
4𝜋
|𝑀 |2
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
∫︁1
=
[︂
]︂
1
(1 − 2𝑥)2 𝑞 𝜇 𝑞 𝜈
−𝑥(1 − 2𝑥)𝑞 2
𝜇𝜈
𝑑𝑥
−2𝑔
+
4𝜋
|𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
2 𝜇𝜈
= (−𝑞 𝑔
𝜇 𝜈
∫︁1
+𝑞 𝑞 )·
(C.3.16)
1
(1 − 2𝑥)2
𝑑𝑥
4𝜋 |𝑀 |2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
≈ (−𝑞 2 𝑔 𝜇𝜈 + 𝑞 𝜇 𝑞 𝜈 ) ·
𝑞→0
1 1 1
4𝜋 3 |𝑀 |2
To get the full bosonic contribution to the photon kinetic term, we have to
sum over all flavors. Using (4.1.3) and (C.3.3) we get from (C.3.16) the photon
normalization
(︂
1
𝑒2𝛾
)︂
bos
]︂
𝑁 −1 [︂
1 ∑︁ 1 1
=
4𝜋
3 𝑚2𝑛𝑘
(C.3.17)
𝑘=0
where we used notation
𝑚2𝑛𝑘 ≡ 𝑀𝑘2𝑡ℎ flavor
1
(C.3.18)
This pole cancels anyway with the corresponding pole from the 1-loop diagram with two external legs and
4-point coupling.
389
C.3.3
Re 𝜎 kinetic term
Consider the diagram like on Fig. C.2 only with the scalar 𝑛 loop and Re 𝜎
external legs. Corresponding contribution is
[︂
]︂
∫︁
𝑖
𝑑2 𝑘
𝑖
2
𝑖𝐷Re 𝜎 = (𝑖𝑅)
Tr 2
(2𝜋)2
𝑘 − 𝑀 2 (𝑘 + 𝑞)2 − 𝑀 2
[︂
]︂
∫︁
2
𝑑
𝑘
1
1
= 𝑅2
Tr 2
(2𝜋)2
𝑘 − 𝑀 2 (𝑘 + 𝑞)2 − 𝑀 2
(C.3.19)
Introducing again Δ = 𝑀 2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2 , performing a Wick rotation (C.2.15) and
using (C.2.18) we arrive at
𝐷Re 𝜎 = 𝑅
2
∫︁1
1
𝑑𝑑 𝑙𝐸
2
(2𝜋)𝑑 (𝑙𝐸 + Δ)2
∫︁
𝑑𝑥
0
= 𝑅2
∫︁1
(︂
)︂
𝑑
1
1
Γ
2
−
𝑑𝑥
2 Δ2−𝑑/2
(4𝜋)𝑑/2
0
= 𝑅2
∫︁1
𝑑𝑥
𝑑=2
(C.3.20)
1
1
4𝜋 𝑀 2 − 𝑥(1 − 𝑥)𝑞 2
0
≈
𝑞→0
1 𝑅2 1 2
𝑞
4𝜋 𝑀 4 6
To get the full bosonic contribution to the kinetic term, we have to sum over all
flavors. Using (4.1.3) and (C.3.3) we get from (C.3.20) the normalization factor
[︃
(︀ (︀√
)︀)︀ ]︃
(︂
)︂
𝑁
−1
∑︁
2
1 4 Re 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
=
2
(C.3.21)
𝑒2Re 𝜎 bos
4𝜋 6
𝑚4𝑛𝑘
𝑘=0
or, equivalently,
(︂
1
𝑒2Re 𝜎
)︂
=
bos
1
4𝜋
𝑁
−1
∑︁
𝑘=0
[︃ (︀ (︀√
)︀)︀2 ]︃
2 Re 2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
3
𝑚4𝑛𝑘
In the vacuum where Im 𝜎 = 0 we have
[︃ (︀√
)︀2 ]︃
)︂
(︂
𝑁
−1
∑︁
2⟨𝜎⟩ − Re 𝑚𝑖
1
1
2
=
𝑒2Re 𝜎 bos 4𝜋
3
𝑚4𝑛𝑘
𝑘=0
(C.3.22)
(C.3.23)
390
C.3.4
Im 𝜎 kinetic term
Calculation of the Im 𝜎 kinetic term is almost the same as for the Re 𝜎, except
for the vertex coefficient 𝐼 instead of 𝑅. So, for a single flavor we get (cf. (C.3.20))
𝐷Im 𝜎
1 𝐼2 1 2
≈
𝑞
𝑞→0 4𝜋 𝑀 4 6
(C.3.24)
while for the full bosonic contribution in the vacuum where Im 𝜎 = 0 we have
[︃
]︃
)︂
(︂
𝑁
−1
2
∑︁
1
2 (Im 𝑚𝑖 )
1
=
(C.3.25)
𝑒2Im 𝜎 bos 4𝜋
3 𝑚4𝑛𝑘
𝑘=0
C.3.5
Would-be mixings
There are a few more diagrams with bosonic loops which, however, do not contribute.
First, there is the Im 𝜎 − Re 𝜎 mixing diagram. However, it is proportional to
[Im 𝜎 − Re 𝜎]mixing ∼
𝑁
−1 {︁(︁
∑︁
Re
(︁√
)︁)︁ (︁ (︁√
)︁)︁}︁
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖 · Im
2⟨𝜎⟩ − 𝑚𝑖
𝑘=0
(C.3.26)
which vanishes in the vacuum with Im 𝜎 = 0.
Second, the are 𝐴𝜇 −Re 𝜎 mixing, and the 𝐴𝜇 −Im 𝜎 mixing diagrams. However,
these are proportional to 𝑞 𝜇 without any 𝜖𝜇𝜈 , and therefore they must vanish due to
gauge invariance. (Actually we checked explicitly that they do indeed vanish.)
C.4
Final result
Collecting all the above results, we arrive at the effective action (4.3.23) (Minkowski notation)
∫︁
{︁
1 2
1
1
2
𝑆eff = 𝑑 𝑥 − 2 𝐹𝜇𝜈
+ 2 |𝜕𝜇 Im 𝜎|2 + 2 |𝜕𝜇 Re 𝜎|2
4𝑒𝛾
𝑒Im 𝜎
𝑒Re 𝜎
}︁
√
*
− 𝑉 (𝜎) − 2 𝑏𝛾,Im 𝜎 Im 𝜎 𝐹 . (C.4.1)
The constants of these effective action are given by (C.2.23) and (C.3.17), (C.2.38)
and (C.3.23), (C.2.47) and (C.3.25), (C.2.55), and we get (4.3.25).
391
APPENDIX D
Photon propagator in two spacetime dimensions
In this Appendix we discuss an issue of the photon mass compatible with gauge
invariance.
D.1
Photon propagator in the generalized gauge
Let’s start from a “bare” photon propagator in a generalized Feynman gauge:
(︂
)︂
𝜇 𝜈
0
2 1
𝜇𝜈
−1 𝑘 𝑘
𝐺𝜇𝜈 = −𝑖 𝑒𝛾 2 𝑔 − (1 − 𝜈 ) 2
𝑘
𝑘
)︂
]︂
[︂ (︂
(D.1.1)
𝜇 𝜈
𝜇 𝜈
𝑘
𝑘
𝑘
𝑘
1
𝜇𝜈
−1
2
+𝜈
= −𝑖 𝑒𝛾 2 𝑔 − 2
𝑘
𝑘
𝑘4
As one can see, it generally contains the transverse and the longitudinal parts.
Now consider the photon-scalar mixing of Sec. (4.3.2) in the supersymmetric
case. (The question considered here is most clear in this setting.) To derive the full
photon propagator, we must consider a sum of diagrams iterating the photon and
scalar Im 𝜎 lines (see Fig. 4.5). Such an iteration gives for the full propagator
̂︀𝜇𝜈 = 𝐺0𝜇𝜈 + 𝐺0𝜇𝜈 ′ 𝜔 𝜈 ′ 𝜇′ 𝐺0𝜇′ 𝜈 + . . .
𝐺
(D.1.2)
′ ′
where the quantity 𝜔 𝜈 𝜇 is given by the Im 𝜎 line and two vertices (an “amputated”
photon-scalar-photon diagram),
(︂ )︂
√
√
𝑖
1
′
′
𝜔 𝛼𝛽 = 𝑖 2𝑏𝛾,Im 𝜎 𝜀𝛼𝛽 𝑘𝛽 ′ · −
𝑒2Im 𝜎 2 · 𝑖 2𝑏𝛾,Im 𝜎 𝑘𝛼′ 𝜀𝛼 𝛽
2
𝑘
(︂
)︂
𝛼 𝛽
𝑘 𝑘
= −𝑖𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎 𝑔𝛼𝛽 − 2
𝑘
(D.1.3)
This is a purely transverse quantity, and therefore only transverse part of (D.1.1)
gets renormalized. We find for the full photon propagator:
[︂
(︂
)︂
]︂
𝜇 𝜈
𝜇 𝜈
1
𝑘
𝑘
𝑘
𝑘
2
𝜇𝜈
−1
̂︀𝜇𝜈 = −𝑖 𝑒𝛾
𝐺
𝑔 − 2
+𝜈
𝑘 2 − 𝑚2𝛾
𝑘
𝑘4
(D.1.4)
392
where the photon mass equals that of Im 𝜎,
𝑚2𝛾 = 𝑚2Im 𝜎 = 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎 = 4Λ2 .
(D.1.5)
We obtained the result (D.1.4) at first by direct calculation, and then by applying a
general formula from [97, page 325 equation 7-17]1 , the result is of course the same.
The bare propagator (D.1.1) is renormalized in such a way that the pole in front of
the transversal part is shifted, while the longitudinal part stays unchanged.
Formula (D.1.4) can be compared with a massive photon propagator in a general
gauge (see, for example, [97, page 619 equation 12-226])
(︂
)︂
𝜇 𝜈
𝑘
𝑘
1
2
𝑔 𝜇𝜈 − (1 − 𝜈 −1 ) 2
.
𝐺mass
𝜇𝜈 = −𝑖 𝑒𝛾 2
2
𝑘 − 𝑚𝛾
𝑘 − 𝑚2𝛾 /𝜈
(D.1.6)
One can see that (D.1.4) and (D.1.6) do not generally coincide. Why so? Turns
out that there is more than one way to give the photon a mass in two spacetime
dimensions. The propagator (D.1.6) corresponds to just one of them, namely the
Higgs mechanism.
D.2
Photon masses
Consider usual action of a massive vector field in Minkowski spacetime
{︃
}︃
∫︁
2
𝑚𝛾
1
𝐴𝜇 𝐴𝜇 .
𝑆 = 𝑑2 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 +
(D.2.1)
4
2
This action by itself is not gauge invariant. (It could have been turned into a gauge
invariant action by means of Higgs mechanism.) The generalized photon propagator
is given by (D.1.6).
However, in two spacetime dimensions there is another way to introduce the
photon mass. This other option does not destroy gauge invariance. Consider the
effective action for the Schwinger model (with fermions integrated out):
}︃
{︃
∫︁
2
𝑚𝛾 * 1 *
1
𝐹 𝐹
𝑆schw = 𝑑2 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 +
4
2
2
{︃
}︃
∫︁
2
2
𝜈 𝛽
𝑚
𝑚
1
𝜕 𝜕
𝛾
𝛾
= 𝑑2 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 +
𝐴𝜇 𝐴𝜇 −
𝐴𝜇
𝐴𝛽 .
4
2
2
2
1
Note a different photon field normalization in [97].
(D.2.2)
393
For the transition here see Eq. (A.1.7). Adding to the Lagrangian in (D.2.2) a gauge
fixing term
𝜈
− (𝑝𝜇 𝐴𝜇 )2
2
we can write generalized photon propagator
[︂
(︂
)︂
]︂
𝜇 𝜈
𝜇 𝜈
1
𝑘
𝑘
𝑘
𝑘
𝜇𝜈
−1
̂︀𝜇𝜈 = −𝑖
𝐺
𝑔 − 2
+𝜈
𝑘 2 − 𝑚2𝛾
𝑘
𝑘4
(D.2.3)
(D.2.4)
The action (D.2.2) appears to be non-local, but actually it is not. In two dimensions, the vector field can be parametrized as
𝐴𝜇 = 𝜕𝜇 𝛼 + 𝜖𝜇𝜈 𝜕 𝜈 𝜑 .
In this parametrization (D.2.2) becomes
{︃
}︃
∫︁
2
𝑚𝛾
1
(2𝜑)(2𝜑) +
𝜑2𝜑
𝑆schw = 𝑑2 𝑥
2
2
∫︁
)︀
1 (︀
= 𝑑2 𝑥 𝜑 2 + 𝑚2𝛾 2 𝜑
2
(D.2.5)
(D.2.6)
Equation of motion for the 𝜑 field is
2(2 + 𝑚2𝛾 )𝜑 = 0 .
(D.2.7)
So, it would appear that the field 𝜑 has two modes, one massless and the other
massive. However, the massless mode is unphysical, since it corresponds to a trivial
vector field strength:
D.3
𝐹 * = −𝐹01 = −(𝜕0 𝐴1 − 𝜕1 𝐴0 ) = 2𝜑 ,
(D.2.8)
2𝜑 = 0 ⇐⇒ 𝐹𝜇𝜈 = 0 .
(D.2.9)
Our model
Let’s start from our effective action (4.3.23) in Minkowski spacetime. As we
derived previously, if we start from the photon propagator in a generalized gauge
(D.1.1) and then diagonalize our effective action, we will get exactly (D.2.4) multiplied by 𝑒2𝛾 . We do not get (D.1.6), and this is a good thing, since it is (D.2.4) that
corresponds to the gauge invariant effective action in our case, and not (D.1.6).
394
Let’s look at this situation more closely. First, drop from (4.3.23) the terms with
Re 𝜎 and 𝑉 (𝜎), which are irrelevant for our purposes:
{︂
}︂
∫︁
√
1
1
𝑆eff = 𝑑2 𝑥 − 2 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 + 2 |𝜕𝜇 Im 𝜎|2 + 2 𝑏𝛾,Im 𝜎 Im 𝜎 𝐹 * ,
4𝑒𝛾
𝑒Im 𝜎
(D.3.1)
The scalar field enters (D.3.1) at most quadratically, so it can be integrated out
using its equation of motion:
−
2
𝑒2Im 𝜎
2 Im 𝜎 +
√
2 𝑏𝛾,Im 𝜎 𝐹 * = 0 =⇒ Im 𝜎 =
1 1 2
√ 𝑒Im 𝜎 𝑏𝛾,Im 𝜎 𝐹 *
2 2
Substituting this back into (D.3.1) gives
{︂
}︂
∫︁
1
1
1
𝑆eff = 𝑑2 𝑥 − 2 𝐹𝜇𝜈 𝐹 𝜇𝜈 + 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎 𝐹 * 𝐹 *
4𝑒𝛾
2
2
{︃
}︃
∫︁
𝑚2𝛾 * 1 *
1
1
2
𝜇𝜈
𝑑 𝑥 − 𝐹𝜇𝜈 𝐹 +
𝐹 𝐹
= 2
𝑒𝛾
4
2
2
where 𝑚2𝛾 = 𝑒2𝛾 𝑒2Im 𝜎 𝑏2𝛾,Im 𝜎 . This is obviously equivalent to (D.2.2).
(D.3.2)
(D.3.3)
395
APPENDIX E
Modular functions
In this Appendix we discuss some properties of the modular functions used in
Chapter 5.
E.1
𝜃 functions
Let us introduce the nome
𝑞 = 𝑒𝑖𝜋𝜏SW = 𝑒2𝑖𝜋𝜏
(E.1.1)
where 𝜏SW is the gauge coupling defined in (5.9.1). We define 𝜃-functions as in [2].
In terms of the nome (E.1.1) they are
∑︁
2
𝜃1 (𝑞) =
𝑞 (𝑛+1/2) = 2𝑞 1/4 (1 + 𝑞 2 + . . .) ,
𝑛∈Z
𝜃2 (𝑞) =
∑︁
2
(−1)𝑛 𝑞 𝑛 = 1 − 2𝑞 + . . . ,
(E.1.2)
𝑛∈Z
𝜃3 (𝑞) =
∑︁
2
𝑞 𝑛 = 1 + 2𝑞 + . . . .
𝑛∈Z
There are many relations among these, e.g. [98]
𝜃34 = 𝜃24 + 𝜃14 .
(E.1.3)
The 𝜃 functions (E.1.2) are obviously invariant under 𝑇 transformation 𝜏SW →
1
𝜏SW + 2 (5.9.18). Moreover, the following identities [98, eq. (8.10)] hold for the 𝑇 2
(5.9.18) transformation:
𝑖𝜋
𝜃1 (𝜏SW + 1) = 𝑒 4 𝜃1 (𝜏SW ) ,
𝜃2 (𝜏SW + 1) = 𝜃3 (𝜏SW ) ,
𝜃3 (𝜏SW + 1) = 𝜃2 (𝜏SW ) .
(E.1.4)
396
Under 𝑆 (5.9.18), we have [98, eq. (8.9)]
(︂
𝜃1 −
(︂
𝜃2 −
(︂
𝜃3 −
where
√
1
)︂
=
𝜏SW
1
)︂
=
𝜏SW
1
𝜏SW
)︂
=
√
√
√
−𝑖𝜏SW 𝜃2 (𝜏SW ) ,
−𝑖𝜏SW 𝜃1 (𝜏SW ) ,
(E.1.5)
−𝑖𝜏SW 𝜃3 (𝜏SW ) ,
−𝑖𝜏SW = +1 for 𝜏SW = 𝑖. Here we slightly abused notation by using the
same letter 𝜃 as in (E.1.2).
E.2
The ℎ function
From the 𝜃 functions we can build modular functions. In the SW curve (5.9.3)
the ℎ function was used, which is defined as [89]
2𝜃14 (𝜏SW )
ℎ(𝜏SW ) = 4
𝜃2 (𝜏SW ) − 𝜃14 (𝜏SW )
(E.2.1)
or, in terms of the nome (E.1.1),
ℎ(𝑞) = 32 𝑞 + 𝑂(𝑞 2 ) .
The 𝑆-transformation acts on (E.2.1) as
)︂
(︂
1
= −2 − ℎ(𝜏SW ) ,
ℎ −
𝜏SW
and the combination
ℎ · (ℎ + 2) =
4𝜃14 𝜃24
(𝜃24 − 𝜃14 )2
(E.2.2)
(E.2.3)
(E.2.4)
1
is invariant with respect to 𝑆 and 𝑇 transformations. Under the half shift 𝑇 2 it
becomes
4𝜃34 (𝜏SW ) · 𝜃24 (𝜏SW )
ℎ(𝜏SW + 1) · (ℎ(𝜏SW + 1) + 2) = − 4
.
(𝜃3 (𝜏SW ) + 𝜃14 (𝜏SW ))2
(E.2.5)
397
E.3
The 𝜆 function
In Chapter 5 we have also used the modular 𝜆 function (see e.g. (5.9.14)) which
can be expressed as
𝜃14 (𝜏SW )
𝜆(𝜏SW ) = 4
= 16𝑞 − 128𝑞 2 + 𝑂(𝑞 3 )
𝜃3 (𝜏SW )
(E.3.1)
where 𝑞 is the nome (E.1.1). This function is again invariant under the 𝑇 transformation, while under 𝑆 it transforms as
)︂
(︂
1
= 1 − 𝜆(𝜏SW ) .
𝜆 −
𝜏SW
(E.3.2)
Under the half shift (E.1.4) 𝜆 becomes
𝜆(𝜏SW )
𝜃14 (𝜏SW )
𝜆(𝜏SW + 1) =
=− 4
.
𝜆(𝜏SW ) − 1
𝜃2 (𝜏SW )
From (E.3.2) and (E.3.3) we see that under the 𝑆 transformation
(︂
)︂
1
1
𝑆
𝜆(𝜏SW + 1) −
→𝜆 −
+1 =
.
𝜏SW
𝜆(𝜏SW + 1)
(E.3.3)
(E.3.4)
Using (E.2.4) and (E.3.3) we can write down a relation between 𝜆 and ℎ function,
− ℎ(𝜏SW )[ℎ(𝜏SW ) + 2] =
4 𝜆(𝜏SW + 1)
.
(1 + 𝜆(𝜏SW + 1))2
(E.3.5)
The inverse of 𝜆(𝜏 ) is given in terms of the hypergeometric functions
𝜏 =𝑖
− 𝜆)
.
2 𝐹1 (1/2, 1/2; 1; 𝜆)
2 𝐹1 (1/2, 1/2; 1; 1
In terms of the complete elliptic integral of the first kind 𝐾(𝑘),
√
𝐾( 1 − 𝜆)
√
𝜏 =𝑖
.
𝐾( 𝜆)
(E.3.6)
(E.3.7)
398
APPENDIX F
More on the central charge of the WCP(2, 2) model
In this Appendix we discuss some additional properties of the central charge and
secondary curves of marginal stability in the WCP(2, 2) model.
F.1
Secondary curves
Now we will investigate decays of particles, not covered in Sec. 5.6, and draw the
corresponding CMS. Do this end, one has to keep in mind that the BPS kink central
charge (5.3.4) is, generally speaking, a multi-branched function. On the 𝛽 plane, it
can have branch cuts originating at the points where the kink mass develops some
kind of a singularity. (This could be ignored while considering the primary CMS
(5.6.2) and (5.6.3), but not for the present task.) From the explicit expressions for
the kink mass we see that it is singular at the origin (see Eq. (5.5.13) and (5.5.14))
and at the AD points (see Eq. (5.3.19)). Therefore there are cuts originating from
these points (modulo the 2𝜋 periodicity in the 𝜃2𝑑 direction).
F.1.1
“Extra” kink decays
When we go from strong coupling into the weak coupling domain 𝛽 ≫ 0, the
kinks [𝑍𝑃 ], 𝑃 = 1, 2 do not decay (they become massless at the AD points on the
right curve (5.6.2), and they can be “dragged” through these points, where these
kinks are the only massless particles and therefore absolutely stable [87]). On the
other hand, the kinks [𝑍𝐾 ], 𝐾 = 3, 4 have masses of the order |𝑚𝐾 − 𝑚|, and
therefore they could decay into, say, a pair [𝑍𝑃 ] + bifundamental. They can decay
via the process
[𝑍𝐾 ] → [𝑍𝑃 ] + [−𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )] .
(F.1.1)
399
In the dual weak coupling domain 𝛽 ≪ 0, the 𝑃 -kinks decay via
[𝑍𝑃 ] → [𝑍𝐾 ] + [𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )] .
(F.1.2)
Figure F.1: Complex plane of 𝛽. Schematic representation of the CMS structure for the 𝑀3 kink
decay. (Picture for 𝑀4 is qualitatively the same.) Thin green lines are the primary curves. Thick
black lines are the cuts. Thick blue lines are the CMS for the decays of 𝑀3 . Blue-shaded region
is the domain of existence of 𝑀3 . The blue points on the right are where the mass of would-be
𝑀3 state would vanish, see (F.1.4).
Moreover, under some conditions these kinks must decay, otherwise they could
become massless at some points at weak coupling. To see this, consider a 𝐾-kink
central charge at weak coupling in the CP(1) limit (5.3.10). Formula (5.3.20) can
be straightforwardly generalized for 𝐾-kinks as
𝑍𝐾 ≈ −𝛽𝐶𝑃 (1) · 𝛿𝑚12 + 𝑖 (𝑚𝐾 − 𝑚) +
𝛿𝑚12
,
𝜋
(F.1.3)
so that the mass of the corresponding state is the limit Re 𝛽 ≡ 𝑟 ≫ 1 is given by
⃒
⃒
(︂
)︂
1 ⃒⃒ Δ𝑚 ⃒⃒ 1
𝑚𝐾 − 𝑚
𝑀𝐾 ≈ |𝛿𝑚12 | · 𝑟 − ln ⃒
− − Im
.
(F.1.4)
𝜋
𝛿𝑚12 ⃒ 𝜋
𝛿𝑚12
We see that for certain mass choices there are points at weak coupling (r.h.s.
domain 𝛽 ≫ 𝛽𝐴𝐷 ) where 𝑀𝐾 vanish . Therefore, these states must decay. Analogously, 𝑀𝑃 kinks (𝑃 = 1, 2) may become massless in the dual weak coupling domain
400
𝛽 ≪ −𝛽𝐴𝐷 . Their mass in this limit is given by
⃒
⃒
(︂
)︂
1 ⃒⃒ Δ𝑚 ⃒⃒ 1
𝑚𝑃 − 𝑚
̃︀
− + Im
𝑀𝑃 ≈ |𝛿𝑚34 | · 𝑟 − ln ⃒
.
𝜋
𝛿𝑚34 ⃒ 𝜋
𝛿𝑚34
(F.1.5)
The CMS equation for both decays (F.1.1) and (F.1.2) is
(︂
)︂
(︂
)︂
𝑍𝑃
𝑍𝐾
Re
= 0 ⇔ Re
= 0.
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
(F.1.6)
We must add to this equation the condition that a particle cannot decay into heaver
particles:
|𝑍𝐾 | = |𝑍𝑃 | + | − 𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )| for the decay (F.1.1) ,
(F.1.7)
|𝑍𝑃 | = |𝑍𝐾 | + |𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )| for the decay (F.1.2) .
In the case when 𝑚1 , 𝑚2 , 𝑚𝐾 for some 𝐾 lie on a straight line in the complex plane,
the CMS for the decay (F.1.1) coincides with the primary curve (5.6.2). Conversely,
when for some 𝑃 the masses 𝑚𝑃 , 𝑚3 , 𝑚4 are aligned, the CMS for (F.1.2) coincides
with the dual primary curve (5.6.3).
The CMS equation (F.1.6) simplifies in the CP(1) limit (5.3.10). Using a simple
generalization of the approximate central charge formula (5.3.19) we can rewrite this
equation near an AD point as:
]︂
[︂
𝑚1 − 𝑚2
3/2
· (𝛽 − 𝛽𝐴𝐷𝑃 )
=0
Re
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
(F.1.8)
for 𝑃 = 1, 2. (The indices of AD points follow Fig. 5.4.) This equation is equivalent
to
(︂
3
cos
arg(𝛽 − 𝛽𝐴𝐷𝑃 ) + 𝜑𝑃 𝐾
2
)︂
(︂
= 0,
𝜑𝑃 𝐾
𝑚1 − 𝑚2
= arg
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
)︂
.
(F.1.9)
The solution is represented by lines originating from the 𝐴𝐷𝑃 point and going out
at angles
2
𝜋 2
arg(𝛽 − 𝛽𝐴𝐷𝑃 ) = − 𝜑𝑃 𝐾 − + 𝜋 𝑛 , 𝑛 ∈ Z .
(F.1.10)
3
3 3
From this equation we see that, generally speaking, three different CMS originate in
the Argyres-Douglas point 𝐴𝐷𝑃 (this is very similar to the CP(1) case). However,
only some of them satisfy the additional condition (F.1.7). Namely, for (F.1.7) to
be true, we have to impose
arg 𝑍𝑃 − arg(−𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )) ∈ 2𝜋Z .
(F.1.11)
401
This condition leaves us with even 𝑛 in (F.1.10). These are the CMS for the decay
(F.1.1) near the point 𝐴𝐷𝑃 .
Let us look at the equation (F.1.10) more closely. Depending on 𝜑𝑃 𝐾 , the qualitative picture changes. When it is zero, then the CMS is stretched between 𝐴𝐷1
and 𝐴𝐷2 and coincides with the primary curve (5.6.2). When 𝜑𝑃 𝐾 ∈ [−𝜋/2, 0), the
CMS bends into the strong coupling domain, and the kink 𝑀𝐾 cannot penetrate
into the weak coupling domain at 𝛽 > 0. If 𝜑𝑃 𝐾 ∈ (0, 𝜋/2], the CMS for the 𝐾-kink
decay goes into the weak coupling domain, and the 𝐾-kink is present in some subregion of the weak coupling at 𝛽 > 0. But of course it cannot reach the region where
its mass would vanish, see (F.1.4). Other values of 𝜑𝑃 𝐾 are recovered by relabeling
1 ↔ 2. On Fig. F.1 we present the CMS for the [𝑍3 ] kink decays (CMS for decays
of [𝑍4 ] is qualitatively the same).
The same argument can be applied to the 𝑃 -kinks near the dual weak coupling
domain at 𝛽 < 0. If arg ((𝑚4 − 𝑚3 )/(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )) is zero, the CMS for the decay
(F.1.2) coincides with the dual primary curve (5.6.3). When this arg is positive, the
𝑃 -kinks cannot penetrate into the dual weak coupling region. When it is negative,
the 𝑃 -kinks are present in a subregion of the dual weak coupling domain, but they
never reach the regions where their masses would vanish.
F.1.2
Decay of strong coupling tower of higher winding states
Now we briefly discuss decays of the 𝑛 ̸= 0 states of the tower (5.5.15). In
the limit Δ𝑚 ≫ 𝛿𝑚12 , 𝛿𝑚34 they can decay into the states of lower winding with
emission of bifundamentals. For example, if 𝑛 > 0, some of the decays are
[𝑛]
[𝑛]
[𝑍1 ] → [𝑍4 ] + [𝑖(𝑚1 − 𝑚4 )] ,
[𝑛]
[𝑍4 ]
→
[𝑛−1]
[𝑍2 ]
(F.1.12)
+ [𝑖(𝑚1 − 𝑚3 )] .
More generally, the 𝑛 > 0 states can decay as
[𝑛]
[𝑛]
[𝑍𝑃 ] → [𝑍𝐾 ] + [𝑖(𝑚𝑃 − 𝑚𝐾 )] ,
[𝑛]
[𝑍𝐾 ]
→
[𝑛−1]
[𝑍𝑃 ]
(F.1.13)
+ [𝑖(𝑚𝑃̃︀ − 𝑚𝐾̃︀ )] ,
̃︀ is a permutation of 3, 4.
where 𝑃, 𝑃̃︀ is some permutation of indices 1, 2, and 𝐾, 𝐾
The states with 𝑛 < 0 decay similarly.
402
The corresponding CMS satisfies the equation
(︃
)︃
(︃
)︃
[𝑛]
[𝑛]
𝑍𝑃
𝑍𝐾
Re
= 0 , Re
= 0.
𝑚𝑃 − 𝑚𝐾
𝑚𝑃̃︀ − 𝑚𝐾̃︀
(F.1.14)
Far from the origin, when 𝛽 ≫ 1 in the CP(1) limit (5.3.10), the equations (F.1.14)
differ from (F.1.6) only by 𝑂(𝛿𝑚12 /Δ𝑚, 𝛿𝑚34 /Δ𝑚) terms; therefore, the corresponding CMS should be close on each other, at least in some region.
Careful numerical studies show that there are two possibilities: either the CMS
(F.1.14) form closed curves lying inside the strong coupling domain, or they form
spirals that go to the origin. In any case, it follows that the higher winding states
considered here live exclusively inside the strong coupling domain and cannot get
into the weak coupling regions.
F.2
Central charge windings at strong coupling
In this Section we are going to derive different windings ot the central charge
(5.3.4) indicated on Fig. 5.4.
Im 2
m
2 +
2
masses
0.10
0.05
0.00
0.05
0.10
1.0
0.5
0.0
0.5
1.0
Re 2
m
(a) Trajectory of 2D roots 𝜎 along (F.2.1)
Im 2
1.00 m
0.75
0.50
0.25
0.00
0.25
0.50
0.75
1.00
2 +
2
masses
1.0
0.5
0.0
0.5
1.0
Re 2
m
(b) Trajectory of 2D roots 𝜎 along (F.2.5)
Figure F.2: Trajectories of 2D roots 𝜎 along different 𝛽-paths. Numerical results. Complex
√
plane of 2𝜎. We see that 𝜎-roots encircle the masses 𝑚𝐴 (represented by bullets).
F.2.1
Winding along 𝜃2𝑑
Now we are going to derive the 𝐴𝐷1 → 𝐴𝐷2 phase shift from Fig. 5.4. For
simplicity we consider the CP(1) limit (5.3.10). Positions of AD points 𝐴𝐷1 and
403
𝐴𝐷2 are approximately given by (5.3.16). Consider a trajectory in the 𝛽 plane,
where the coupling flows continuously from one AD point at 𝛽𝐴𝐷 to another at
𝛽𝐴𝐷 + 𝑖
𝛽=
1 2 Δ𝑚 𝑖(𝑡 − 𝜋)
ln
+
− 𝜀,
𝜋 𝛿𝑚12
2𝜋
1 ≫ 𝜀 > 0 , 𝑡 ∈ [0, 2𝜋] .
Here, 𝜀 is just a regularization parameter. Then,
(︂
)︂2
𝛿𝑚12
−2𝜋𝛽
𝑒−𝑖𝑡 (1 + 2𝜋𝜀) ,
𝑒
≈−
2 Δ𝑚
(F.2.1)
(F.2.2)
and for the expression under the square root in (5.3.5) (i.e. the discriminant) we get
𝐷≈
)︀
𝛿𝑚212 (︀
𝛿𝑚212
+ Λ2𝐶𝑃 (1) =
1 − (1 + 𝜀)𝑒
̃︀ −𝑖𝑡 ,
4
4
1 ≫ 𝜀̃︀ > 0 .
(F.2.3)
This expression winds around 1 with the radius (1+ 𝜀)
̃︀ clockwise. Then the 𝜎 vacua,
which are approximately given by
Δ𝑚 √
+ 𝐷,
(F.2.4)
2
√
wind, see Fig. F.2a. In the limit 𝜀 → 0, the root 2𝜎+ winds around (−Δ𝑚 +
√
𝛿𝑚12 )/2 = −𝑚2 clockwise, while 2𝜎− winds around (−Δ𝑚 − 𝛿12 )/2 = −𝑚1
√
2𝜎± ≈ ±
clockwise, both with radius 𝛿𝑚12 (1 + 𝜀/2).
̃︀
This yields nontrivial phase shifts in the mirror variables, see (5.5.3). While 𝑌 ’s
√
stay intact, the 𝑋1 winds because of 2𝜎− and picks up −2𝜋𝑖. 𝑋2 winds because
√
of 2𝜎+ and picks up −2𝜋𝑖. Then, the complexified kink central charge defined
by 𝑍 = 2(𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐− ) − 𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐+ )) is shifted by −𝑖(𝑚1 − 𝑚2 ). Therefore if
𝑍2 = 0 at 𝐴𝐷2 than 𝑍1 = 𝑍2 +𝑖(𝑚1 −𝑚2 ) becomes zero at 𝐴𝐷1 , see (5.5.6). In other
words [𝑍1 ] and [𝑍2 ] kinks are massless at AD points 𝐴𝐷1 and 𝐴𝐷2 respectively.
With the same reasoning we can prove the 𝐴𝐷3 → 𝐴𝐷4 shift from Fig. 5.4.
F.2.2
From positive to negative 𝛽
Now, consider the trajectory in the 𝛽 plane going from right to left, i.e. from
𝐴𝐷2 to 𝐴𝐷3 on Fig. 5.4. For simplicity we consider the limit of real Δ𝑚 ≫ 𝛿𝑚12 =
𝛿𝑚34 > 0.
]︂
1 2 Δ𝑚
𝑖
𝛽≈𝑡
ln
−𝜀 − ,
𝜋 𝛿𝑚12
2
[︂
1 ≫ 𝜀 > 0 , 𝑡 ∈ [1, −1] .
(F.2.5)
404
When 𝑡 changes from 1 to −1, the value of 𝛽 flows from 𝐴𝐷2 to 𝐴𝐷3 . Then we
have
𝑒
−2𝜋𝛽
(︂
𝛿𝑚12
≈−
2 Δ𝑚
)︂2𝑡
(1 + 2𝜋𝑡𝜀) ,
(F.2.6)
and for the expression under the square root in (5.3.5) (i.e. the discriminant) we get
⎛
⎞
(︁
)︁2(1−𝑡)
2 Δ𝑚
(1 + 2𝜋𝑡𝜀) ⎟
𝛿𝑚12
⎜
𝐷 ≈ 𝛿𝑚212 ⎝1 − (︁
(F.2.7)
)︁2 ⎠ .
(︀ 𝛿𝑚12 )︀2𝑡
1 + 2 Δ𝑚
(1 + 2𝜋𝑡𝜀)
When 𝛿𝑚12 < Δ𝑚, this expression always gives negative 𝐷. There is no nontrivial
windings of the roots. However the first term in the root formula (5.3.5) changes
smoothly from −Δ𝑚/2 to +Δ𝑚/2 as 𝑡 is varied from 1 to −1. Therefore, both SW
roots evolve from the vicinity of −Δ𝑚/2 at 𝛽 ∼ 𝐴𝐷2 to the vicinity of +Δ𝑚/2 at
√
√
𝛽 ∼ 𝐴𝐷3 . Turns out that in terms of 2𝜎± from (F.2.4), the root 2𝜎+ travels
√
in the lower half plane, while the root 2𝜎− travels in the upper half plane, see
Fig. F.2b.
From this and the map (5.5.3) it follows that, when 𝛽 flows from 𝐴𝐷2 to 𝐴𝐷3 ,
the mirror variable 𝑋1 stays in the right half plane Re 𝑋1 > 0, 𝑌4 stays in the left
half plane Re 𝑌4 < 0. 𝑋2 and 𝑌3 each pick up +𝑖𝜋 because of the 𝜎+ change, while
because of the 𝜎− they each pick up −𝑖𝜋. All in all, the complexified kink central
charge defined by 𝑍 = 2(𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐− )−𝒲mirror (𝑉 𝑎𝑐+ )) is shifted by −𝑖(𝑚2 −𝑚3 ),
which is exactly the shift indicated on Fig. 5.4. Thus [𝑍2 ] and [𝑍3 ] kinks are massless
at AD points 𝐴𝐷2 and 𝐴𝐷3 respectively.
With the same reasoning we can prove the 𝐴𝐷4 → 𝐴𝐷1 monodromy from
Fig. 5.4. Note that these results are consistent with the Z2 transformation, see
Fig. 5.4.
405
APPENDIX G
More on self-dual couplings
Consider 4D self-dual points. Corresponding 𝜏SW should satisfy the equation
𝜏SW =
−1
.
𝜏SW
(G.1.1)
The solution in the upper half plane is
𝜏0 = 𝑖 .
(G.1.2)
However, if we take into account also 𝑇 duality, then the equation (G.1.1) is modified:
𝜏SW =
−1
+ 2𝑘,
𝜏SW
𝑘 ∈ Z.
Solving this equation, we obtain a whole series of self-dual points,
√︀
𝜏±𝑘 = 𝑘 ± 𝑘 2 − 1 , 𝑘 ∈ Z ,
(G.1.3)
(G.1.4)
or, equivalently,
𝜏±𝑘
√︀
= ±(𝑘 − 𝑘 2 − 1) ,
𝑘 ∈ {0, 1, 2, . . .} .
(G.1.5)
For 𝑘 = 0 this gives (G.1.2). For 𝑘 = 1, this gives a point
𝜏1 = 1 .
(G.1.6)
Now consider the 2D self-dual points. An obvious point (5.9.22) is
𝛽0 = 0 ,
𝑒−2𝜋𝛽0 = +1 .
(G.1.7)
But if we take into account the 2d 𝑇 duality 𝛽 → 𝛽 + 𝑖, we see that in fact there is
a whole series of the points self-dual under 𝑆 (5.9.22),
𝛽𝑘 =
𝑖
𝑘,
2
𝑒−2𝜋𝛽1 = (−1)𝑘 ,
𝑘 ∈ Z.
(G.1.8)
406
We have seen some of them in Sec. 5.9:
𝜏0 = 𝑖 ↔ 𝛽1 =
𝑖
,
2
𝜏 1 = 1 ↔ 𝛽0 = 0 .
(G.1.9)
407
Bibliography
[1] N. Seiberg and E. Witten, Electric-magnetic duality, monopole condensation,
and confinement in N=2 supersymmetric Yang-Mills theory, Nucl. Phys. B426,
19 (1994), (E) B430, 485 (1994) [hep-th/9407087].
[2] N. Seiberg and E. Witten, Monopoles, duality and chiral symmetry breaking in
N=2 supersymmetric QCD, Nucl. Phys. B431, 484 (1994) [hep-th/9408099].
[3] G. ’t Hooft, Topology of the Gauge Condition and New Confinement Phases in
Nonabelian Gauge Theories, Nucl. Phys. B 190, 455-478 (1981)
[4] S. Mandelstam, Vortices and Quark Confinement in Nonabelian Gauge Theories, Phys. Rept. 23, 245-249 (1976)
[5] A. Hanany and D. Tong, Vortices, instantons and branes, JHEP 0307, 037
(2003). [hep-th/0306150].
[6] R. Auzzi, S. Bolognesi, J. Evslin, K. Konishi and A. Yung, Non-Abelian superconductors: Vortices and confinement in 𝒩 = 2 SQCD, Nucl. Phys. B 673,
187 (2003). [hep-th/0307287].
[7] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian string junctions as confined monopoles,
Phys. Rev. D 70, 045004 (2004) [hep-th/0403149].
[8] A. Hanany and D. Tong, Vortex strings and four-dimensional gauge dynamics,
JHEP 0404, 066 (2004) [hep-th/0403158].
[9] D. Tong, TASI Lectures on Solitons, arXiv:hep-th/0509216.
[10] M. Eto, Y. Isozumi, M. Nitta, K. Ohashi and N. Sakai, Solitons in the Higgs
phase: The moduli matrix approach, J. Phys. A 39, R315 (2006) [arXiv:hepth/0602170].
[11] M. Shifman and A. Yung, Supersymmetric Solitons and How They Help Us
Understand Non-Abelian Gauge Theories, Rev. Mod. Phys. 79, 1139 (2007)
408
[hep-th/0703267]; for an expanded version see Supersymmetric Solitons, (Cambridge University Press, 2009).
[12] D. Tong, Quantum Vortex Strings: A Review, Annals Phys. 324, 30 (2009)
[arXiv:0809.5060 [hep-th]].
[13] M. Shifman and A. Yung, Lessons from supersymmetry:
“Instead-of-
Confinement” Mechanism, Int. J. Mod. Phys. A 29, no. 27, 1430064 (2014)
[arXiv:1410.2900 [hep-th]].
[14] A. Abrikosov, On the Magnetic Properties of Superconductors of the Second
Group, Sov. Phys. JETP 5, 1174 (1957); Russian original – ZhETF 32, 1442
(1957);
H. Nielsen and P. Olesen, Vortex-line models for dual strings, Nucl. Phys. B61,
45 (1973). [Reprinted in Solitons and Particles, Eds. C. Rebbi and G. Soliani
(World Scientific, Singapore, 1984), p. 365].
[15] D. Tong, Monopoles in the Higgs phase, Phys. Rev. D 69, 065003 (2004)
[arXiv:hep-th/0307302].
[16] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian flux tubes in N=1 SQCD: supersizing world-sheet supersymmetry, Phys. Rev. D 72, 085017 (2005) [arXiv:hepth/0501211].
[17] M. Edalati and D. Tong, Heterotic vortex strings, JHEP 0705, 005 (2007)
[arXiv:hep-th/0703045].
[18] M. Shifman and A. Yung, Heterotic Flux Tubes in 𝒩 = 2 SQCD with 𝒩 = 1
Preserving Deformations, Phys. Rev. D 77, 125016 (2008) Erratum: [Phys.
Rev. D 79, 049901 (2009)] [arXiv:0803.0158 [hep-th]].
[19] E. Ievlev and A. Yung, Non-Abelian strings in 𝒩 = 1 supersymmetric QCD,
Phys. Rev. D 95, 125004 (2017) [arXiv:1704.03047 [hep-th]].
[20] E. Ievlev and A. Yung, Non-Abelian strings in 𝑁 = 1 supersymmetric QCD
(Confenrence Paper), EPJ Web Conf. 191, 06003 (2018)
[21] E. Ievlev and A. Yung, What Become of Semilocal non-Abelian strings in 𝒩 = 1
SQCD, Phys. Rev. D 98, 094033 (2018) [arXiv:1810.07149 [hep-th]].
[22] A. Gorsky, E. Ievlev and A. Yung, Dynamics of non-Abelian strings in the
409
theory interpolating from 𝒩 = 2 to 𝒩 = 1 supersymmetric QCD, Phys. Rev.
D 101, 014013 (2020) [arXiv:1911.08328 [hep-th]].
[23] D. Tong, The quantum dynamics of heterotic vortex strings, JHEP 0709, 022
(2007) [arXiv:hep-th/0703235].
[24] M. Shifman and A. Yung, Large-N Solution of the Heterotic N=(0,2) Twodimensional CP(N-1) Model, Phys. Rev. D 77, 125017 (2008) Erratum: [Phys.
Rev. D 81, 089906 (2010)] [arXiv:0803.0698 [hep-th]].
[25] P. A. Bolokhov, M. Shifman and A. Yung, Description of the Heterotic String
Solutions in U(N) SQCD, Phys. Rev. D 79, 085015 (2009) [arXiv:0901.4603
[arXiv:hep-th]].
[26] E. Witten, Instantons, the Quark Model, and the 1/N Expansion, Nucl. Phys.
B 149, 285 (1979).
[27] E. Ievlev, M. Shifman and A. Yung, String Baryon in Four-Dimensional 𝒩 = 2
Supersymmetric QCD from the 2D-4D Correspondence, Phys. Rev. D 102,
054026 (2020) [arXiv:2006.12054 [hep-th]].
[28] P. Fayet and J. Iliopoulos, Spontaneously Broken Supergauge Symmetries and
Goldstone Spinors, Phys. Lett. B 51, 461 (1974).
[29] M. Shifman and A. Yung, Critical String from Non-Abelian Vortex in Four
Dimensions, Phys. Lett. B 750, 416 (2015) [arXiv:1502.00683 [hep-th]].
[30] P. Koroteev, M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Vortex in Four Dimensions as a Critical String on a Conifold, Phys. Rev. D 94 (2016) no.6, 065002
[arXiv:1605.08433 [hep-th]].
[31] P. Koroteev, M. Shifman and A. Yung, Studying Critical String Emerging
from Non-Abelian Vortex in Four Dimensions, Phys. Lett. B759, 154 (2016)
[arXiv:1605.01472 [hep-th]].
[32] N. Dorey, The BPS spectra of two-dimensional supersymmetric gauge theories
with twisted mass terms, JHEP 9811, 005 (1998) [hep-th/9806056].
[33] D. Tong, Monopoles in the Higgs phase, Phys. Rev. D 69, 065003 (2004) [hepth/0307302].
[34] For a review see e.g. A. Achucarro and T. Vachaspati, Semilocal and electroweak
strings, Phys. Rept. 327, 347 (2000) [hep-ph/9904229].
410
[35] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian semilocal strings in 𝒩 = 2 supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 73, 125012 (2006) [arXiv:hep-th/0603134].
[36] M. Eto, J. Evslin, K. Konishi, G. Marmorini, et al., On the moduli space of
semilocal strings and lumps, Phys. Rev. D 76, 105002 (2007) [arXiv:0704.2218
[hep-th]].
[37] M. Shifman, W. Vinci and A. Yung, Effective World-Sheet Theory for NonAbelian Semilocal Strings in 𝒩 = 2 Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 83,
125017 (2011) [arXiv:1104.2077 [hep-th]].
[38] P. Koroteev, M. Shifman, W. Vinci and A. Yung, Quantum Dynamics of LowEnergy Theory on Semilocal Non-Abelian Strings, Phys. Rev. D 84, 065018
(2011) [arXiv:1107.3779 [hep-th]].
[39] J. Chen, C. H. Sheu, M. Shifman, G. Tallarita and A. Yung, Long Way to Ricci
Flatness, [arXiv:2006.01188 [hep-th]].
[40] E. Witten, Phases of N = 2 theories in two dimensions, Nucl. Phys. B 403,
159 (1993) [hep-th/9301042].
[41] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Confinement in 𝒩 = 2 Supersymmetric
QCD: Duality and Kinks on Confining Strings, Phys. Rev. D 81, 085009 (2010)
[arXiv:1002.0322 [hep-th]].
[42] A. D’Adda, A. C. Davis, P. DiVeccia and P. Salamonson, An effective action
for the supersymmetric CP𝑛−1 models, Nucl. Phys. B222 45 (1983).
[43] S. Cecotti and C. Vafa, On classification of 𝒩 = 2 supersymmetric theories,
Comm. Math. Phys. 158 569 (1993).
[44] A. Hanany, K. Hori Branes and N=2 Theories in Two Dimensions, Nucl. Phys.
B 513, 119 (1998) [arXiv:hep-th/9707192].
[45] N. Dorey, T. J. Hollowood and D. Tong, The BPS spectra of gauge theories in
two and four dimensions, JHEP 9905, 006 (1999) [arXiv:hep-th/9902134].
[46] A. A. Penin, V. A. Rubakov, P. G. Tinyakov and S. V. Troitsky, What becomes
of vortices in theories with flat directions, Phys. Lett. B 389, 13 (1996) [hepph/9609257].
[47] A. Yung, Vortices on the Higgs Branch of the Seiberg-Witten Theory, Nucl.
Phys. B 562, 191 (1999) [hep-th/9906243].
411
[48] K. Evlampiev and A. Yung, Flux Tubes on Higgs Branches in SUSY Gauge
Theories, Nucl. Phys. B 662, 120 (2003) [hep-th/0303047].
[49] A. Gorsky, M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Meissner effect in YangMills theories at weak coupling, Phys. Rev. D 71, 045010 (2005) [arXiv:hepth/0412082].
[50] M. Shifman and A. Yung, Moduli Space Potentials for Heterotic nonAbelian Flux Tubes: Weak Deformation, Phys. Rev. D 82, 066006 (2010)
[arXiv:1005.5264 [hep-th]].
[51] A. Hanany, M. J. Strassler and A. Zaffaroni, Confinement and strings in
MQCD, Nucl. Phys. B 513, 87 (1998) [hep-th/9707244].
[52] A. I. Vainshtein and A. Yung, Type I superconductivity upon monopole condensation in Seiberg–Witten theory, Nucl. Phys. B 614, 3 (2001) [arXiv:hepth/0012250].
[53] E. Witten, Theta Dependence in the Large N Limit of Four-Dimensional Gauge
Theories, Phys. Rev. Lett. 81, 2862 (1998), [hep-th/9807109].
[54] A. Hanany, M. J. Strassler and A. Zaffaroni, Confinement and strings in
MQCD, Nucl. Phys. B 513, 87 (1998) [arXiv:hep-th/9707244].
[55] T. Vachaspati and A. Achucarro, Semilocal cosmic strings, Phys. Rev. D 44,
3067 (1991).
[56] M. Hindmarsh, Existence and stability of semilocal strings, Phys. Rev. Lett.
68, 1263 (1992).
[57] M. Hindmarsh, Semilocal topological defects, Nucl. Phys. B 392, 461 (1993)
[arXiv:hep-ph/9206229].
[58] J. Preskill, Semilocal defects, Phys. Rev. D 46, 4218 (1992) [arXiv:hepph/9206216].
[59] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian semilocal strings in N=2 supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 73, 125012 (2006) [arXiv:hep-th/0603134].
[60] M. Eto, Y. Isozumi, M. Nitta, K. Ohashi and N. Sakai, Manifestly supersymmetric effective Lagrangians on BPS solitons, Phys. Rev. D 73, 125008 (2006)
[arXiv:hep-th/0602289].
412
[61] M. Eto, J. Evslin, K. Konishi, G. Marmorini, M. Nitta, K. Ohashi, W. Vinci
and N. Yokoi, On the moduli space of semilocal strings and lumps, Phys. Rev.
D 76, 105002 (2007) [arXiv:0704.2218 [arXiv:hep-th]].
[62] M. Shifman, W. Vinci and A. Yung, Effective World-Sheet Theory for NonAbelian Semilocal Strings in N = 2 Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 83,
125017 (2011) [arXiv:1104.2077 [arXiv:hep-th]].
[63] A. Gorsky, M. Shifman and A. Yung, Revisiting the Faddeev-Skyrme model and
Hopf solitons, Phys. Rev. D 88, 045026 (2013) [arXiv:1306.2364 [arXiv:hep-th]].
[64] A. Gorsky, M. Shifman and A. Yung, The Higgs and Coulomb/confining phases
in ’twisted-mass’ deformed CP(N-1) model, Phys. Rev. D 73, 065011 (2006)
[arXiv:hep-th/0512153].
[65] P. A. Bolokhov, M. Shifman and A. Yung, Heterotic N=(0,2) CP(N-1) Model
with Twisted Masses, Phys. Rev. D 81, 065025 (2010) [arXiv:0907.2715 [hepth]].
[66] V. Markov, A. Marshakov and A. Yung, Non-Abelian vortices in N = 1* gauge
theory, Nucl. Phys. B 709, 267 (2005) [arXiv:hep-th/0408235].
[67] F. Ferrari, Large N and double scaling limits in two dimensions, JHEP 0205
044 (2002) [arXiv:hep-th/0202002].
[68] F. Ferrari, Non-supersymmetric cousins of supersymmetric gauge theories:
quantum space of parameters and double scaling limits, Phys. Lett. B496 212
(2000) [arXiv:hep-th/0003142]; A model for gauge theories with Higgs fields,
JHEP 0106, 057 (2001) [arXiv:hep-th/0102041].
[69] P. A. Bolokhov, M. Shifman and A. Yung, Large-𝑁 Solution of the Heterotic
CP(𝑁 − 1) Model with Twisted Masses, Phys. Rev. D 82, no. 2, 025011 (2010)
Erratum: [Phys. Rev. D 89, no. 2, 029904 (2014)] [arXiv:1001.1757 [hep-th]].
[70] V. Novikov, M. Shifman, A. Vainshtein and V. Zakharov, Two-dimensional
sigma models: Modelling non-perturbative effects in quantum chromodynamics,
Physics Reports 116, 6, 103 (1984)
[71] T. Appelquist and J. Carazzone, Infrared Singularities and Massive Fields,
Phys. Rev. D 11, 2856 (1975).
413
[72] E.
Ievlev,
Эффективные
теории
на
неабелевой
персимметричных калибровочных теориях:
струне
в
су-
выпускная квалифика-
ционная работа – Saint Petersburg State University, 2020.
[73] M. Shifman and A. Yung, Critical Non-Abelian Vortex in Four Dimensions and
Little String Theory, Phys. Rev. D 96, no. 4, 046009 (2017) [arXiv:1704.00825
[hep-th]].
[74] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Duality and Confinement in 𝒩 = 2
Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 79, 125012 (2009) [arXiv:0904.1035 [hepth]].
[75] A. Neitzke and C. Vafa, Topological strings and their physical applications,
arXiv:hep-th/0410178.
[76] P. Candelas and X. C. de la Ossa, Comments on conifolds, Nucl. Phys. B342,
246 (1990).
[77] K. Ohta and T. Yokono, Deformation of Conifold and Intersecting Branes,
JHEP 0002, 023 (2000) [hep-th/9912266].
[78] I. R. Klebanov and M. J. Strassler, Supergravity and a Confining Gauge Theory:
Duality Cascades and 𝑐ℎ𝑖SB-Resolution of Naked Singularities, JHEP 0008,
052 (2000) [hep-th/0007191].
[79] J. Louis, Generalized Calabi-Yau compactifications with D-branes and fluxes,
Fortsch. Phys. 53, 770 (2005).
[80] G. Veneziano and S. Yankielowicz, An Effective Lagrangian For The Pure N=1
Supersymmetric Yang-Mills Theory, Phys. Lett. B 113, 231 (1982).
[81] P. C. Argyres and M. R. Douglas, New Phenomena in SU(3) Supersymmetric
Gauge Theory Nucl. Phys. B448, 93 (1995) [arXiv:hep-th/9505062].
P. C. Argyres, M. R. Plesser, N. Seiberg, and E. Witten, New N=2 Superconformal Field Theories in Four Dimensions Nucl. Phys. B461, 71 (1996)
[arXiv:hep-th/9511154].
[82] M. Shifman, A. Vainshtein and R. Zwicky, Central charge anomalies in 2-D
sigma models with twisted mass, J. Phys. A 39, 13005 (2006) [hep-th/0602004].
[83] M. Shifman, Supersymmetric Solitons and Topology, in Topology and Geometry
in Physics, Eds. E. Bick and F.D. Steffen (Springer-Verlag, Berlin, 2005), p. 237.
414
[84] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Confinement in N=2 Supersymmetric
QCD: Duality and Kinks on Confining Strings, Phys. Rev. D 81, 085009 (2010)
[arXiv:1002.0322 [hep-th]].
[85] V. A. Fateev, I. V. Frolov and A. S. Schwarz, Quantum Fluctuations Of Instantons In Two-Dimensional Nonlinear Theories, Sov. J. Nucl. Phys. 30, 590
(1979) [Yad. Fiz. 30, 1134 (1979)]; Nucl. Phys. B 154 (1979) 1. See also in A.
Polyakov, Gauge Fields and Strings (Harwood Press, 1987).
[86] K. Hori and C. Vafa, Mirror symmetry, [arXiv:hep-th/0002222].
[87] F. Ferrari and A. Bilal, The Strong coupling spectrum of the Seiberg-Witten
theory, Nucl. Phys. B 469, 387 (1996) [hep-th/9602082].
[88] P. Argyres, M. R. Plesser and A. Shapere, The Coulomb Phase of 𝒩 = 2
Supersymmetric QCD Phys. Rev. Lett. 75, 1699 (1995) [hep-th/9505100].
[89] P. Argyres, M. Plesser and N. Seiberg, The Moduli Space of 𝒩 = 2 SUSY
QCD and Duality in 𝒩 = 1 SUSY QCD, Nucl. Phys. B471, 159 (1996) [hepth/9603042].
[90] E. Gerchkovitz and A. Karasik, New Vortex String World-sheet Theories from
Super-Symmetric Localization, JHEP 03, 090 (2019) [arXiv:1711.03561 [hepth]].
[91] J. Song, 4d/2d correspondence: instantons and W-algebras, https://thesis.
library.caltech.edu/7103/. PhD thesis.
[92] Y. Tachikawa, N=2 supersymmetric dynamics for pedestrians, Lect. Notes
Phys. 890 (2014) [arXiv:1312.2684 [hep-th]].
[93] M. Shifman and A. Yung, Hadrons of 𝒩 = 2 Supersymmetric QCD in Four
Dimensions from Little String Theory, Phys. Rev. D 98, no. 8, 085013 (2018)
[arXiv:1805.10989 [hep-th]].
[94] M. Shifman and A. Yung, Non-Abelian Duality and Confinement in N=2 Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 79, 125012 (2009) [arXiv:0904.1035 [hep-th]].
[95] M. Shifman and A. Yung, r Duality and ’Instead-of-Confinement’ Mechanism in
N=1 Supersymmetric QCD, Phys. Rev. D 86, 025001 (2012) [arXiv:1204.4165
[hep-th]].
415
[96] Michael E. Peskin, Daniel V. Schroeder, An Introduction To Quantum Field
Theory, (Perseus Books, Massachusetts, 1995).
[97] C. Itzykson and J. B. Zuber, Quantum Field Theory, (Mcgraw-hill, New York,
1980)
[98] K. Chandrasekharan, Elliptic Functions, (Springer-Verlag, Berlin, 1985).
Отзывы:
Авторизуйтесь, чтобы оставить отзыв