끈 이론| 칼라비-야우 다양체의 예 |
| 보손 끈 이론2차원 등각 장론 · BRST 양자화 |
| 막끈 · D-막 · 천-페이턴 인자 · 보른-인펠트 이론 · 미분 형식 전기역학 · NS5-막 · 오리엔티폴드 · 하나니-위튼 전이 |
| 초끈초대칭  · GSO 사영  · 그린-슈워츠 초끈  · 잡종 끈 이론  · 라몽-라몽 장  · 캘브-라몽 장 (액시온) |
| 축소화칼루차-클레인 이론  · T-이중성  · 칼라비-야우 다양체 · 거울 대칭  · 오비폴드  · 코니폴드  · F이론  · 라디온  · 중력광자 |
| M이론AdS/CFT 대응성 · 홀로그래피 원리 · 행렬 이론 · S-이중성 · 타키온 응축 |
| 양자 중력초중력 · 딜라톤  · 브랜스-딕 이론 · 블랙홀 열역학 |
| 관련 과학자그로스 · M. 그린 · B. 그린 · 더프 · 데이크흐라프 · 라몽 · 랜들 · 만델스탐 · 말다세나 · 무어 · 바파 · 베네치아노 · 서스킨드 · 센 · 셰르크 · 슈워츠 · 스트로민저 · 아르카니하메드 · 위튼 · 자이베르그 · 타운젠드 · 폴랴코프 · 폴친스키 · 카쿠 |
| * v
* t
* e
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이론물리학에서 **S-이중성**(S-二重性, S-duality)은 서로 다른 듯한 두 물리 이론이 결합 상수의 역수를 취하는 변환에 의하여 서로 동등한 현상이다. 즉, 결합 상수가 작은 한 이론은 결합 상수가 큰 다른 이론과 동등하게 된다. 양자장론과 끈 이론에서 나타난다.

양자장론의 S-이중성
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양자장론에서는 여러 가지의 S-이중성을 찾을 수 있다. 이들은 대부분 일종의 초대칭을 가정하며, 궁극적으로 초끈 이론의 S-이중성에서 비롯된다.

### 전기-자기 이중성

S-이중성의 가장 기본적인 형태는 맥스웰 방정식의 **전기-자기 이중성**(電氣磁氣二重性, electric–magnetic duality)이다. 대전 입자를 포함하지 않는 맥스웰 방정식은 전기장과 자기장을 치환하여도 동등하다. 여기에 전기적으로 대전된 입자만 추가하면 전기-자기 이중성이 깨지지만, 자기적으로 대전된 입자도 추가하면 다시 전기-자기 이중성이 성립한다. 여기서 전기적으로만 대전된 입자는 전기 홀극, 자기적으로만 대전된 입자는 자기 홀극, 전기와 자기 둘 다 대전된 입자를 **다이온**이라고 한다.

부호수가 (p,4-p)인 4차원 다양체 M를 생각하자. 그 가운데 호몰로지 H^{2}(M)에 다음과 같은 연산자 N\_{\tau }\colon H^{2}(M;{\mathbb C})\to H^{2}(M;{\mathbb C})를 정의하자.

N\_{\tau }=\operatorname {Re}\tau +s\*\operatorname {Im}\tau 
여기서 p\equiv 0{\pmod 2}인 경우 s=i, 그렇지 않은 경우 s=1로 놓는다.
이 경우, (s\*)^{2}=-1이므로, N\_{\tau }의 역은

(N\_{\tau })^{{-1}}=N\_{{1/\tau }}
이다. 즉, 이러한 꼴의 연산자는 단순히 복소수로 생각할 수 있다.

U(1) 게이지 이론은 다음과 같이 기술할 수 있다. U(1) 접속의 곡률을 F라고 하자. 이는 선다발의 천 특성류와 같다.

c\_{1}=[F/2\pi ]\in H^{2}(M;{\mathbb Z})
게이지 이론의 작용을 다음과 같이 적자.

S\_{\tau }={\frac 1{4\pi }}\int \_{M}F\wedge N\_{\tau }F
통상적으로, 그 성분들은

\tau =\theta /2\pi +4\pi i/g^{2}
으로 적는다. 여기서

* g는 결합 상수
* \theta 는 CP 위반 각

이다. 즉, 텐서 표기법으로 쓰면

S=\int \_{M}{\sqrt {|\det g|}}\,\left({\frac 1{2g^{2}}}F\_{{\mu \nu }}F^{{\mu \nu }}+{\frac {\theta }{32\pi ^{2}}}\epsilon ^{{\mu \nu \rho \sigma }}F\_{{\mu \nu }}F\_{{\rho \sigma }}\right)
이다. 이 작용은

F\mapsto F\_{D}={\frac {\delta S}{\delta F}}=N\_{\tau }F
\tau \mapsto -1/\tau 
에 대하여 불변이다. 이는 고전 전자기학의 전기-자기 이중성이다.

이 이론을 양자화하게 되면, 그 경로 적분은

Z=\int DA\,\exp(iS)
이다. 이 경우, [F/2\pi ]\in H^{2}(M;{\mathbb Z})이므로,

S\_{{\tau +1}}-S\_{\tau }=(\theta /2)\int \_{M}(F/2\pi )\wedge (F/2\pi )
이다. 만약 M이 스핀 다양체라면, 2차 미분형식의 교차 형식(intersection form)은 짝수이므로, 항상 \int \_{M}(F/2\pi )^{2}는 짝수다. 따라서

S\_{{\tau +1}}-S\_{\tau }\in {\mathbb Z}
이고, 이 경우 경로 적분에 등장하는 \exp(iS)는 불변이다. 즉, 양자역학적으로

\tau \mapsto \tau +1
또한 대칭이다. 이들을 합성하면 모듈러 군

\tau \mapsto {\frac {a\tau +b}{c\tau +d}} ({\begin{pmatrix}a&b\\c&d\end{pmatrix}}\in \operatorname {PSL}(2;{\mathbb Z})
을 이루게 된다. 유클리드 계량 부호수의 경우, 이는 구체적으로 경로 적분을 계산해 확인할 수 있다. 맥스웰 방정식을 만족시키는 장세기 F는

dF=d\*F=0
이므로 조화형식(harmonic form)을 이루며, 이는 호지 이론에 따라 코호몰로지류 H^{2}(M;{\mathbb R})에 대응한다. 유클리드 계량 부호수에서는 2차 형식에 대한 호지 쌍대가 \*^{2}=1이므로, 호지 쌍대의 고윳값에 따라 임의의 장세기를

F=2\pi (p\_{+}+p\_{-})
\*F=2\pi (p\_{+}+-p\_{-})
p\_{\pm }\in H\_{\pm }^{2}(M;{\mathbb Z})
로 분해할 수 있다. 그렇다면

N\_{\tau }F=2\pi (\tau p\_{+}+{\bar \tau }p\_{-})
이다. 따라서 작용은

S=\pi \left(\tau \langle p\_{+},p\_{+}\rangle -{\bar \tau }\langle p\_{-},p\_{-}\rangle \right)
가 된다. 따라서, 경로 적분은 다음과 같다.:89–91

Z(\tau )\sim \sum \_{{p\_{+}\in H\_{+}^{2}(M;{\mathbb Z})}}q^{{p\_{+}^{2}/2}}\sum \_{{p\_{-}\in H\_{-}^{2}(M;{\mathbb Z})}}{\bar q}^{{p\_{-}^{2}/2}} (q=\exp(2\pi i\tau ))
이는 서로 다른 선다발들의 합만 고려한 것이다. 여기에 유한 에너지 모드들의 기여를 고려하면, 각 모드의 에너지는 \operatorname {Im}\tau =1/g^{2}에 비례하며, 경로 적분에는 (에너지 연산자의 행렬식의 제곱근이므로) 각 모드가 {\sqrt {\operatorname {Im}\tau }}를 기여한다. 이 인자는 경로 적분의 측도를 국소적으로 재정의해 없앨 수 있다. 그러나 게이지 고정을 할 경우 상수 게이지 변환은 진동 모드에 영향을 미치지 않으므로 \operatorname {Im}\tau )^{{-1/2}}를 곱해야 하고, 또한 b\_1 (1차 베티 수) 개의 영에너지 모드는 게이지 변환에 영향을 받지 않으므로 이들은 (\operatorname {Im}\tau )^{{b\_{1}/2}}를 기여한다. 즉, 총 경로 적분은 다음과 같은 꼴이다.

Z(\tau )\sim (\operatorname {Im}\tau )^{{(b\_{1}-1)/2}}\sum \_{{p\_{+}\in H\_{+}^{2}(M;{\mathbb Z})}}q^{{p\_{+}^{2}/2}}\sum \_{{p\_{-}\in H\_{-}^{2}(M;{\mathbb Z})}}{\bar q}^{{p\_{-}^{2}/2}}
이는 세타 함수의 일종이며, 이는 무게가

{\frac 12}(\chi -\sigma ,\chi +\sigma )
인 (비정칙) 모듈러 형식이다. 여기서 \chi는 M의 오일러 지표이고, \chi =b\_{2}^{+}-b\_{2}^{-}는 교차 형식의 부호수이다. 무게가 0이 아닌 경우에는 고전적인 모듈러 군 대칭에 변칙이 생기는 것을 알 수 있다.

### 몬토넨-올리브 이중성

 이 부분의 본문은 𝒩=4 초대칭 양-밀스 이론입니다.
4차원에서, {\mathcal {N}}=4 초대칭을 갖는 비가환 양-밀스 이론에서도 일종의 S-이중성이 성립하는데, 이를 **몬토넨-올리브 이중성**(Montonen–Olive duality)이라고 한다. 이는 클라우스 몬토넨(핀란드어: Claus Montonen)과 데이비드 이언 올리브(David Ian Olive)가 1977년 발견하였다.

몬토넨-올리브 이중성은 ⅡB종 초끈 이론으로 설명할 수 있다.:186–187 {\mathcal {N}}=4 U(N) 양-밀스 이론은 N개의 겹친 D3-막들 위에 존재하는 유효 이론이다. D3-막에는 기본 끈(F-끈)과 D1-막(D-끈)이 붙어 있는데, F-끈의 끝은 전기 홀극, D-끈의 끝은 자기 홀극을 이룬다. ⅡB종 초끈 이론에서는 S-이중성은 F-끈과 D-끈을 맞바꾸게 되고, 이 이중성은 물론 D3-막의 유효 이론도 따르게 된다. 이 이중성이 몬토넨-올리브 이중성이다.

### 자이베르그 이중성

 이 부분의 본문은 자이베르그 이중성입니다.
4차원 {\mathcal N}=1 초대칭 양-밀스 이론에서도 **자이베르그 이중성**(Seiberg duality)이라는 S-이중성이 존재한다. 이 경우, 서로 대응하는 두 이론은 일반적으로 똑같지 않지만, 낮은 에너지 눈금에서는 재규격화군 흐름에 의하여 서로 같아진다. 서로 대응하는 두 이론의 모듈러스 공간은 서로 동형이다. 나탄 자이베르그가 1994년 발견하였다.

보다 일반적으로, 맛깔 대칭(flavour symmetry)들을 게이지하면, **이중성 폭포**(duality cascade)라는 일련의 관계들을 얻는다.

### 자이베르그-위튼 이론

 이 부분의 본문은 자이베르그-위튼 이론입니다.
**자이베르그-위튼 이론**(Seiberg–Witten theory)은 {\mathcal {N}}=2 4차원 초대칭 게이지 이론의 모듈러스 공간(moduli space)을 다루는 이론이다. 나탄 자이베르그와 에드워드 위튼이 1994년 발표하였다. 이에 따라, 많은 경우 양자 초대칭 게이지 이론의 모듈러스 공간을 정확히 계산할 수 있고, 서로 다른 것처럼 보이는 이론들이 S-이중성에 따라 사실 같은 양자장론임을 알 수 있다.

### 6차원 (2,0) 초등각 장론으로 인한 이중성

 이 부분의 본문은 6차원 (2,0) 초등각 장론입니다.
6차원 (2,0) 초등각 장론을 각종 차원의 다양체에 콤팩트화하면, 여러 다양한 S-이중성을 얻는다. 특히, 이를 콤팩트 리만 곡면에 축소하면, 4차원 초대칭 게이지 이론의 이중성들의 여러 일반화를 얻는다.

끈 이론의 S-이중성
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초끈 이론들 사이의 이중성
초끈 이론들도 S-이중성을 나타낸다. ⅡB종 초끈 이론은 스스로에게 대응한다. 즉, 결합 상수 g의 ⅡB종 초끈 이론은 결합 상수 1/g의 이론과 같다. Ⅰ종 초끈 이론은 SO(32) 잡종 끈 이론과 대응한다. ⅡA종 초끈 이론과 E8 잡종 이론은 축소화한 M이론에 대응하게 된다.

따라서, 일반적으로 M이론의 이중성들의 군은 T-이중성과 S-이중성들로 생성된다. T-이중성과 S-이중성을 합성한 이중성을 **U-이중성**이라고 한다.

S-이중성 아래, 기본 끈(F-끈)은 D1-막(D-끈)과 맞바뀌고, D5-막은 NS5-막(F5-막)과 맞바뀐다.

### Ⅰ종/Spin(32) 잡종 이중성

| Ⅰ종 막 | Spin(32) 잡종 막 |
| --- | --- |
| 기본 끈 | (없음) |
| D1-막 | 기본 끈 |
| D5-막 | NS5 |
| D0-막 (非BPS) | Spin(32) 스피너 상태 입자 (非BPS) |

Ⅰ종 끈 이론의 기본 끈은 다른 끈 이론의 끈과 달리 BPS가 아니어서, 일반적으로 안정하지 않다 (즉, 끊어질 수 있다). 이는 Ⅰ종 끈 이론은 캘브-라몽 장을 포함하지 아니하므로, 끈이 보존되는 전하에 대하여 대전되어 있지 않기 때문이다. 결합 상수가 작을 경우 끈이 끊어지는 속도가 느려 섭동 이론을 전개할 수 있지만, 그 S-이중 이론은 결합 상수가 큰 경우에 해당하므로 Ⅰ종 끈은 곧 붕괴해 버린다. 반면 Spin(32) 잡종 끈은 BPS이므로 안정하며, I종 이론에서 D1-막 (D-끈)으로 존재한다.

#### Spin(32)의 스피너 상태

Spin(32) 잡종 끈 이론의 (기본 끈의) 스펙트럼에는 게이지 군 Spin(32)의 스피너 표현으로 변환하는 상태가 존재한다. 이는 질량을 가지며, BPS 상태가 아니지만, Spin(32) 게이지 전하의 보존으로 인하여 이러한 상태 가운데 가장 가벼운 것은 안정하다.

S-이중성에 따라서, Ⅰ종 끈 이론에도 이에 대응하는 안정한 상태가 존재한다. S-이중성의 성질에 의하여 이는 물론 Ⅰ종 기본 끈의 스펙트럼에 등장하지 않는다. (Ⅰ종 기본 끈의 스펙트럼의 모든 상태는 SO(32)의 텐서 표현을 따른다.) 다만, 초중력 근사에서, 이러한 상태는 호모토피 군

{\displaystyle \pi \_{8}(\operatorname {Spin} (32))\cong \operatorname {Cyc} (2)}
로서 존재함을 알 수 있다. 즉, 9+1차원 시공간 속에서, 입자 주위의 9차원 공간의 등각 무한대인 8차원 초구 {\displaystyle \mathbb {S} ^{8}}를 생각하자. 이 경우 호모토피 군의 존재로 인하여, 무한대에서 위와 같이 위상수학적으로 자명하지 않은 꼴을 취하는 게이지 장의 상태를 취할 수 있다. 이는 양-밀스 방정식의 해를 이루지 않으며, 이와 같은 꼴의 해의 최저 에너지 상태는 (만약 존재한다면) 고에너지 물리학(즉, 초끈 이론)에 의존한다.

Ⅰ종 끈 이론의 관점에서, 이는 BPS 조건을 따르지 않는 D0-막으로 여길 수 있다. 이는 BPS가 아니지만, 게이지 전하의 보존으로 인하여 안정하다.

### ⅡB 자기 이중성

| ⅡB종 막 | ⅡB종 막 |
| --- | --- |
| 기본 끈 | D1-막 |
| D3-막 | D3-막 |
| D5-막 | NS5-막 |
| D7-막 | S7-막:522 |
| D9-막 | S9-막:522 |

ⅡB 이론은 스스로의 S-이중 이론이다. 또한, ⅡB 이론의 S-대칭은 SL(2,{\mathbb Z})이다. 이에 따라 기본 끈((1,0)-끈)은 일반적으로 *p*개의 기본 끈과 *q*개의 D-끈으로 이루어진 **(*p*,*q*)-끈**에 대응되게 된다. 마찬가지로 (*p*,*q*) 5-막도 존재한다. D3-막은 S-이중성에 따라 변환하지 않는다.

7-막과 9-막의 변환은 더 복잡하다. D7-막은 여차원이 2이므로, 초중력에서 그 해는 부족각(不足角, 영어: deficit angle)을 가지며, 액시온(0차 라몽-라몽 장)과 딜라톤은 그 주위에서 모노드로미를 갖는다. 7-막들은 이 액시오딜라톤의 SL(2;ℤ) 모노드로미 행렬로서 분류된다. 부족각의 존재 때문에, 충분히 많은 7-막을 사용하면 ⅡB 초끈 이론의, 양의 곡률을 갖는 다양체 위의 축소화를 정의할 수 있으며, 이 경우 7-막들은 F이론에 의하여 타원 곡선 올의 퇴화에 해당한다.

9-막의 경우, 이는 시공간을 채우는 막이므로, 올챙이(영어: tadpole) 파인먼 도표의 상쇄를 위하여 특정한 수의 D9-막과 오리엔티폴드를 가해야 하며, 이 경우 Ⅰ종 초끈 이론을 얻는다.

### ⅡA / 잡종 이중성

ⅡA종 끈 이론을 K3 곡면 위에 축소화하여 얻는, 6차원 {\mathcal N}=(1,1) 초끈 이론은 잡종 끈 이론을 4차원 원환면 위에 축소화하여 얻는 6차원 {\mathcal N}=(1,1) 초끈 이론과 같다.:Proposition 1 이 경우, 끈 결합 상수가 서로 반비례하므로, 이는 S-이중성의 한 형태이다.

ⅡB종 초중력의 S-이중성
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ⅡB종 초중력은 ⅡB종 초끈 이론의 저에너지 유효이론이다. ⅡB종 초끈 이론이 SL(2,{\mathbb Z}) S-이중성을 가지는 것처럼, ⅡB종 초중력도 SL(2,{\mathbb R}) S-이중성을 가진다. (초중력을 초끈 이론으로 양자화하는 과정에서, 양자역학적 효과에 의하여 SL(2,{\mathbb R})가 SL(2,{\mathbb Z})로 깨진다.)

ⅡB종 초중력의 보손 장들은 SL(2,{\mathbb R})에 대하여 다음과 같이 변환한다.

| 장 | 행렬 M={\begin{pmatrix}a&b\\c&d\end{pmatrix}}\in SL(2,{\mathbb R})에 대한 변환 |
| --- | --- |
| 캘브-라몽 장 B\_{2} 및 라몽-라몽 2차 형식 C\_{2} | {\binom {B\_{2}}{C\_{2}}}\mapsto M{\binom {B\_{2}}{C\_{2}}} |
| 딜라톤 \Phi 및 라몽-라몽 0차 형식 C\_{0} | \tau =C\_{0}+i\exp(-\Phi ), \tau \mapsto (a\tau +b)/(c\tau +d) |
| 라몽-라몽 4차 형식 C\_{4} | 불변 |
| 중력장 (아인슈타인 틀) g\_{{\mu \nu }}^{{{\text{(E)}}}}=\exp(-\Phi /2)g\_{{\mu \nu }}^{{{\text{(string)}}}} | 불변 |
|

U-이중성
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 이 부분의 본문은 U-이중성입니다.
M이론에서는 T-이중성과 S-이중성에 의하여, 보다 더 큰 이산대칭군이 존재한다. 이를 **U-이중성**이라고 한다.

통계역학적 격자 모형의 S-이중성
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통계역학에서, 각종 격자 모형들도 S-이중성을 만족한다. 2차원 격자 모형의 S-이중성은 **크라머르스-바니어 이중성**(Kramers–Wannier duality)이라고 하며, 헨드릭 안토니 크라머르스와 그레고리 바니어(독일어: Gregory Hugh Wannier)가 1941년 발표하였다. 2차원 이상의 차원에도 유사한 이중성들이 존재한다.

참고 문헌
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8. ↑  Duff, Michael J. (1996년 9월 10일). "Electric–magnetic duality and its stringy origins". 《International Journal of Modern Physics A》 **11** (22): 4031–4050. arXiv:hep-th/9509106. Bibcode:1996IJMPA..11.4031D. doi:10.1142/S0217751X96001899.
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23. ↑  Kramers, H. A.; G. H. Wannier (1941). "Statistics of the two-dimensional ferromagnet". 《Physical Review》 **60**: 252–262. Bibcode:1941PhRv...60..252K. doi:10.1103/PhysRev.60.252.  더 이상 지원되지 않는 변수를 사용함 (도움말)