천-사이먼스 이론

이론물리학에서 천-사이먼스 이론([陳]-Simons理論, )은 3차 천-사이먼스 형식을 작용으로 갖는 3차원 시바르츠형 위상 양자장론이다. 끈 이론과 응집물질물리학, 매듭 이론에서 쓰인다.

천-사이먼스 범함수 
다음이 주어졌다고 하자.
 유향 콤팩트 3차원 매끄러운 다양체 
 연결 단일 연결 콤팩트 단순 리 군 . 그 실수 리 대수를 라고 하자.
 -매끄러운 주다발 . 이 3차원 이하이며, 가 연결 단일 연결이므로, 는 항상 자명한 올다발이다. (그러나 의 자명화는 일반적으로 표준적으로 주어지지 않는다.)

 위의 주접속의 공간을

라고 하자. 이는 과 동형인 아핀 공간이다. (의 단면을 고른다면 이는 벡터 공간이 된다.) 이 위에는 게이지 변환군 이 다음과 같은 오른쪽 작용을 갖는다.

이에 대한 몫공간

을 정의할 수 있다.

천-사이먼스 범함수(-汎函數, )는 다음과 같은 함수이다.

이는 구체적으로 다음과 같이 정의된다. 우선,

가 주어졌을 때, 다음을 고르자.
 에서 공집합으로 가는 보충 경계 . 즉, 은 유향 4차원 경계다양체이며, 이다. (이러한 은 항상 존재한다.)
 의 근방  및 미분 동형 
 매끄러운 단면 . 이는 표준적으로 동형 사상 를 정의한다. 즉, 아핀 공간의 원점을 정의하여 벡터 공간으로 만든다. 따라서 로 간주할 수 있다.
 표준적 사영 함수 에 대하여, 가 되는 
그렇다면, 다음을 정의하자.

이 값은 의 선택에 대하여 불변이다.
증명:
우선, 와 를 골랐을 때, 이들을 이어붙여 4차원 콤팩트 매끄러운 다양체 를 정의할 수 있으며, 그 위에 와 을 짜깁기하여 를 정의할 수 있다. 이 경우

가 된다. 만약 의 충실한 표현을 골랐을 때, 이는   위의, 자명한 주다발에 대응되는 연관 벡터 다발의 2차 천 특성류에 비례한다. 자명한 벡터 다발의 천 특성류는 0이므로, 위 적분은 항상 0이다.
사실, 구체적으로

가 되는 3차 미분 형식 가 존재하며, 이를 천-사이먼스 형식이라고 한다. 의 임의의 충실한 행렬 표현에서 이는 다음과 같다.

스토크스 정리에 따라서

이다.

는 일반적으로 주다발 매끄러운 단면 의 선택에 의존한다. 주다발의 정의에 의하여, 는 게이지 변환군 의 주동차 공간()이다. 즉, 임의의

에 대하여 항상

인 게이지 변환 가 존재한다. 에 게이지 변환을 가하는 것은 에 게이지 변환을 가하는 것과 동치이다.

이 경우, 는 다음과 같이 변환한다.

여기서 는 다음과 같다. 우선,

이다. 그 생성원의 하나를 라고 하자. 그렇다면

가 된다. ( 가운데 하나의 생성원의 선택은 표준적으로 주어진다. 단순 리 군의 경우 원점에서 구조 상수로 주어지는 왼쪽 불변 3차 미분 형식이 존재하며, 이 미분 형식의 양수배로 주어지는 생성원을 고르면 된다.)

따라서, 는  위에 잘 정의되지 않는다. 그러나

은 잘 정의된다. 사실, 의 범피복 공간

를 취하자. 여기서 은 상수 함수와 호모토픽한 원소들로 구성된 부분군(즉, 항등원을 포함하는 연결 성분)이다. 그렇다면 는  위에 잘 정의된다.

고전적 천-사이먼스 이론 
천-사이먼스 범함수를 작용으로 하는 고전 장론을 고전적 천-사이먼스 이론()이라고 한다. 이 경우, 오일러-라그랑주 방정식의 해는 천-사이먼스 범함수의 변분이 0이 되게 하는 주접속이다. 즉, 아핀 공간 위의 범함수

의 임계점

인 것이다. 이 경우

이므로, 이 조건은 인 것과 동치이다. 즉, 고전적 천-사이먼스 이론의 해는 평탄 주접속이다. (이 조건은 게이지 변환의 작용에 대하여 불변이다.)

해밀턴 역학 
천-사이먼스 이론은 해밀턴 역학으로도 묘사할 수 있으며, 이는 이후 기하학적 양자화에 용이하다. 이를 위하여, 시공간 이 시간과 공간의 곱공간, 즉

의 꼴이라고 하자. 여기서 는 유향 콤팩트 곡면이다. (아직 여기에 복소구조 등은 존재하지 않는다.)

의 꼴로 인하여, 에 대하여 다음과 같은 게이지 고정 조건(바일 게이지 )을 가할 수 있다.

천-사이먼스 형식의 두 항

가운데, 둘째 항은 항상 을 포함하므로 0이 되며, 첫 항의 경우 오직

만이 살아남는다. 즉, 이 게이지에서 작용은 다음과 같다.

여기서 이며,  위의 부피 형식 을 임의로 골랐다. 가 2차원이므로, 이는 심플렉틱 다양체의 구조와 같다.

이 게이지에서 운동 방정식은 자명하다.

또한, 게이지 고정 조건에 의한 다음과 같은 제약 조건이 존재한다.

따라서, 고전적으로 위상 공간은  위의 -평탄 주접속들(의 게이지 변환에 대한 동치류들)의 모듈라이 공간 이다.

평탄 주접속은 홀로노미

에 의하여 완전히 분류된다. 여기서 은 (임의의 밑점에 대한) 곡면의 기본군이다. 이 위에는 가 게이지 변환으로 작용하므로, 모듈라이 공간은

이다. 이는 일반적으로 오비폴드를 이룬다. 의 심플렉틱 다양체 구조(부피 형식)로부터, 은 (오비폴드 특이점을 무시하면) 심플렉틱 다양체 구조를 갖는다.

특히, 만약 가 2차원 구일 경우, (자명군)이므로  역시 한원소 공간이다. 반면, 만약 (원환면)인 경우,

이므로

이다. 여기서 는 의 임의의 극대 원환면이며, 는 그 위에 작용하는 바일 군이다.

양자 천-사이먼스 이론 
천-사이먼스 이론은 기하학적 양자화를 통해 양자화할 수 있다. 양자장론은 일반적으로 경로 적분으로 정의되는데, 이 경우 다음과 같은 꼴이 된다.

여기서 경로 적분이 잘 정의되기 위하여 는 정수이어야 하며, 이를 (양자) 천-사이먼스 이론의 준위()라고 한다. 이 경우, 인 경우는 자명한 이론을 얻으며, 는 매끄러운 다양체 의 방향을 뒤집는 것에 해당한다. 즉, 일반성을 잃지 않고 를 양의 정수로 놓을 수 있다.

3차원 다양체 을 생각하자. 위상 양자장론의 공리계에 따라서, 에 대응하는 복소수 힐베르트 공간 이 존재하여야 한다. 기하학적 양자화를 가하려면,  위에 켈러 다양체의 구조가 존재해야 한다.

평탄 주접속의 모듈라이 공간 은 자연스럽게 심플렉틱 구조를 가진다. 만약 에 임의의 복소구조 를 가하면, 이에 따라 은 켈러 구조를 가지게 된다. 따라서, 켈러 구조의 기하학적 양자화를 사용할 수 있다. 에 준양자 구조 을 가하면, 그 힐베르트 공간은

이다. 보다 일반적으로, 준위가 인 경우, 힐베르트 공간은

가 된다.

힐베르트 공간 는 의 복소구조 에 의존하며, 따라서 의 복소구조의 모듈라이 공간(타이히뮐러 공간 ) 위의 벡터 다발을 이룬다.

천-사이먼스 이론이 위상 양자장론을 이루려면 상태 공간은 복소구조에 의존할 수 없다. 그러나 벡터 다발 은 사영적으로 평탄한 주접속(projectively flat connection)을 지녀서, 사영 힐베르트 공간 는 복소구조에 의존하지 않는 것을 보일 수 있다.

천-사이먼스 이론의 힐베르트 공간은 같은 리 군의 베스-추미노-위튼 모형의 등각 블록의 공간과 표준적으로 동형이다. 예를 들어, 만약 가 리만 구라면, 천-사이먼스 이론의 힐베르트 공간은 (한원소 공간의 양자화이므로) 1차원이다. 종수 0의 타이히뮐러 공간은 자명하므로 이 경우 복소구조에 의존하지 않음은 자명하다.

만약 가 원환면이라면, 천-사이먼스 이론의 힐베르트 공간은 아핀 리 대수의, 무게 의 적분 가능 표현들의 공간이다. 천-사이먼스 이론에서, 윌슨 고리를 삽입한 경우의 힐베르트 공간은 베스-추미노-위튼 모형에서 중간에 진공(항등 함수)이 아닌 자명하지 않은 상태를 삽입한 등각 블록에 대응한다.

준위의 재규격화 
양자화를 가하면, 천-사이먼스 이론의 준위 가 바뀌게 된다. 즉, 게이지 군이 이고, 고전적으로 준위가 인 천-사이먼스 이론을 양자화하면, 측도의 게이지 변환 성질에 의하여 유효 천-사이먼스 준위가

가 된다. 여기서 는 의 이중 콕서터 수이다.

다음과 같은 이론들을 생각하자.
 게이지 군이 인 3차원  양-밀스 이론에, 준위 의 (초대칭) 천-사이먼스 항을 추가
이는 물론 위상 양자장론이 아니며, 오직 만이 가능하다. 이 경우, 초대칭의 수 에 따라 준위의 재규격화가 달라진다.  (두 개의 초전하, 하나의 마요라나 페르미온)인 경우, 준위의 재규격화는 이중 콕서터 수의 절반이다. 이 경우 양자화 조건은 재규격화된 준위가 정수라는 것이다.

따라서, 이중 콕서터 수가 홀수인 경우에는 고전적 준위 가 반정수가 된다. 인 경우 재규격화가 없다.

초대칭 천-사이먼스 이론 
순수 천-사이먼스 이론에 마요라나 페르미온을 추가하여,  초대칭 천-사이먼스 이론()을 만들 수 있다. 이 경우 페르미온은 운동 에너지 항이 없어 국소적 자유도를 갖지 않는다. 이렇게 하여  초대칭 천-사이먼스 이론을 정의할 수 있다.

예를 들어,  초대칭 천-사이먼스 이론의 경우, 게이지 보손 에 대응하는 마요라나 게이지노 를 추가하면 작용은 다음과 같다.

여기서
 는 3차원 마요라나 스피너 장이다. 굽은 공간에서, 이는 필바인을 통해 정의된다.
 은 의 (3차) 부피 형식이다.
게이지노 장 의 작용은 리만 계량에 의존한다. 그러나 이는 운동항이 없어 보조장이므로, 페르미온의 경로 적분을 계산할 수 있고, 이렇게 페르미온을 적분해 없애면 원래 천-사이먼스 이론만이 남는다.

이 작용의 초대칭은 다음과 같다.

여기서 은 초대칭 매개 변수이다.

이는 물론 위상 양자장론으로서 (비초대칭) 천-사이먼스 이론과 같지만, 만약 천-사이먼스 항을 3차원 초대칭 게이지 이론에 추가할 경우 위와 같이 적절히 초대칭화된 천-사이먼스 항을 사용해야 한다.

응용

3차원 양자 중력 
3차원 양자 중력은 천-사이먼스 이론의 일종이다. 이는 3차원에는 중력자가 국소적 질량껍질 위 자유도를 갖지 않기 때문에 가능하다.

매듭 이론 
천-사이먼스 이론은 매듭 이론에서 핵심적인 역할을 한다. 존스 다항식과 홈플리 다항식은 천-사이먼스 이론의 윌슨 고리로 해석할 수 있다.

분수 양자 홀 효과 
응집물질물리학에서, 천-사이먼스 이론은 분수 양자 홀 효과를 설명하는 데 쓰인다.

끈 이론 
초대칭 천-사이먼스 이론은 끈 이론에서 자주 등장한다. D-막의 세계부피 이론의 작용은  천-사이먼스 형 항들을 포함하며, 겹친 M2-막 위에 존재하는 이론(ABJM 이론) 또한 천-사이먼스 이론의 일종이다. 또한, 천-사이먼스 이론은 등각 장론의 하나인 베스-추미노-위튼 모형과도 관련되어 있다.

역사 
1978년에 알베르트 시바르츠가 아벨 게이지 군에 대한 천-사이먼스 이론을 최초로 고전적으로 다루었다.

1981년에 조너선 숀펠드()가 3차원 양-밀스 이론에 천-사이먼스 항을 추가한 모형을 도입하였다. 1982년에 스탠리 데저()와 로만 야츠키프(), 스티븐 템플턴()이 비아벨 천-사이먼스 항이 존재한다면 레벨이 양자화됨을 지적하였다. 1986년에 그레그 저커먼()이 반단순 게이지 군에 대한 천-사이먼스 이론(즉, 양-밀스 항을 포함하지 않고, 오직 천-사이먼스 항만을 포함하는 이론)을 고전적으로 다루었다.

에드워드 위튼이 1989년에 반단순 게이지 군에 대한 천-사이먼스 이론을 양자화하였으며, 존스 다항식 및 베스-추미노-위튼 모형과의 관계를 밝혔다.

“천-사이먼스”라는 이름은 이 이론의 작용이 수학적으로 3차 천-사이먼스 형식이기 때문이다. 이는 천싱선과 제임스 해리스 사이먼스가 정의하였다.

참고 문헌

외부 링크 
 
 
 
 

양자장론
매듭 이론