Теория Черна — Саймонса

Теория Черна — Саймонса — это трёхмерная топологическая квантовая теория поля типа Шварца, предложенная Эдвардом Виттеном. Названа в честь геометров Чжень Синшэня (Черна) и Джеймса Саймонса. Теория получила такое название, потому что её действие пропорционально форме Черна — Саймонса.

В физике конденсированного состояния теория Черна — Саймонса описывает топологический порядок в состояниях дробного квантового эффекта Холла. С точки зрения математики теория Черна — Саймонса интересна тем, что позволяет вычислять инварианты узлов, такие как полином Джонса.

Теория Черна — Саймонса определяется выбором простой группы Ли G, называемой калибровочной группой теории, и числом k, которое входит как множитель в действие и называется уровнем теории. Действие теории зависит от выбора калибровки, но производящая функция квантовой теории поля однозначно определена при целочисленном значении уровня.

Классическая теория

Теория Черна — Саймонса может быть задана на произвольном топологическом 3-многообразии M с границей или без. Так как эта теория типа Шварца, нет необходимости во введении метрики на M.

Теория Черна — Саймонса — это калибровочная теория, то есть классические полевые конфигурации в теории на M с калибровочной группой G описываются главным G-расслоением над M. Форму связности главного G-расслоения над M обозначим через ${\displaystyle A:M\to g}$, она принимает значения в алгебре Ли g. В общем случае связность A определяется на отдельных картах, значения A на разных картах связаны калибровочными преобразованиями. Калибровочные преобразования характеризуются тем, что ковариантная производная ${\displaystyle D=d+A}$ преобразуется в присоединённом представлении G.

Тогда действие записывается в виде:

${\displaystyle S={\frac {k}{4\pi }}\int _{M}\mathrm {tr} (A\wedge dA+{\frac {2}{3}}A\wedge A\wedge A)}$

Введём кривизну связности

${\displaystyle F=DA=dA+A\wedge A\in \Omega ^{2}(M,g)}$

Тогда уравнение движения примет вид

${\displaystyle {\frac {\delta S}{\delta A}}=0={\frac {k}{2\pi }}F}$

Решениями являются плоские связности, которые определяются голономиями вокруг нестягиваемых циклов на M. Плоские связности находятся в однозначном соответствии с классами эквивалентности гомоморфизмов из фундаментальной группы M в калибровочную группу G.

Хотя действие и зависит от калибровки, производящий функционал в квантовой теории хорошо определён при целом k.

Если у M есть граница ${\displaystyle N=\partial M}$, то есть дополнительные данные, которые описывают выбор тривиализации главного G-расслоения на N. Такой выбор задаёт отображение из N в G. Динамика этого отображения описывается WZW-моделью на N с уровнем k.

Рассмотрим калибровочное преобразование действия Черна — Саймонса. При калибровочном преобразовании g форма связности A преобразуется как

${\displaystyle A_{\mu }\to g^{*}A=g^{-1}A_{\mu }g+g^{-1}\partial _{\mu }g}$

Для действия Черна — Саймонса имеем

${\displaystyle S(g^{*}A)=S(A)+{\frac {k}{4\pi }}\int _{\partial M}\mathrm {Tr} (A\wedge dg\;g^{-1})-2\pi k\int _{M}g^{*}\sigma }$

Здесь

${\displaystyle \sigma ={\frac {1}{24\pi ^{2}}}\mathrm {Tr} (\mu \wedge \mu \wedge \mu )}$

где ${\displaystyle \mu =X^{-1}dX,X\in G}$ — форма Маурера — Картана.

Получаем добавку в действие, определённую на границе. Она выглядит как член Весса — Зумино. Из требования калибровочной инвариантности квантовых корреляторов получаем квантование k, так как функциональный интеграл должен быть однозначно определён.

Квантование

При каноническом квантовании теории Черна — Саймонса состояние определяется на каждой двумерной поверхности ${\displaystyle \Sigma \subset M}$. Как в любой квантовой теории поля, состояния соответствуют лучам в гильбертовом пространстве. Так как мы имеем дело с топологической теорией поля типа Шварца, то у нас нет предопределенного выделенного времени, поэтому ${\displaystyle \Sigma }$ — произвольная поверхность Коши.

Коразмерность ${\displaystyle \Sigma }$ равна 1, поэтому можно разрезать ${\displaystyle M}$ вдоль ${\displaystyle \Sigma }$ и получить многообразие с границей, на котором классическая динамика описывается моделью Весса — Зумино — Новикова — Виттена. Виттен показал, что это соответствие сохраняется и в квантовой механике. То есть гильбертово пространство состояний всегда конечномерно и может быть отождествлено с пространством конформных блоков ${\displaystyle G}$-WZW-модели с уровнем ${\displaystyle k}$. Конформные блоки — это локально голоморфные и антиголоморфные множители, произведения которых складываются в корреляционные функции двумерной конформной теории поля.

Например, если ${\displaystyle \Sigma =S^{2}}$, то гильбертово пространство одномерно и существует только одно состояние. При ${\displaystyle \Sigma =T^{2}}$ состояния соответствуют интегрируемым представлениям уровня ${\displaystyle k}$ аффинного расширения алгебры Ли ${\displaystyle g}$. Рассмотрение поверхностей более высокого рода не требуется для решения теории Черна — Саймонса.

Наблюдаемые

Наблюдаемые в теории Черна — Саймонса — это ${\displaystyle n}$-точечные функции калибровочно-инвариантных операторов, чаще всего рассматривают петли Вильсона. Петля Вильсона — это голономия вокруг кольца в ${\displaystyle M}$, вычисленная в некотором представлении ${\displaystyle R}$ группы ${\displaystyle G}$. Так как мы будем рассматривать произведения петель Вильсона, то мы можем считать представления неприводимыми.

${\displaystyle \langle W_{R}(K)\rangle ={\text{Tr}}_{R}\,P\,\exp {i\oint _{K}A}}$

Здесь ${\displaystyle A}$- 1-форма связности, мы берем главное значение интеграла по Коши, ${\displaystyle P\exp }$ — экспонента, упорядоченная вдоль пути.

Рассмотрим зацепление ${\displaystyle L}$ в ${\displaystyle M}$, которое представляет собой набор из ${\displaystyle l}$ несвязных циклов. Особенно интересна ${\displaystyle l}$-точечная корреляционная функция, представляющая собой произведение петель Вильсона в фундаментальном представлении ${\displaystyle G}$ вокруг этих циклов. Эту корреляционную функцию можно нормировать, разделив её на 0-точечную функцию (статсумму ${\displaystyle Z}$).

Если ${\displaystyle M}$ — сфера, то такие нормированные функции пропорциональны известным полиномам (инвариантам) узлов. Например, при ${\displaystyle G=U(N)}$ теория Черна — Саймонса с уровнем ${\displaystyle k}$ дает

${\displaystyle {\frac {\sin(\pi /(k+N))}{\sin(\pi N/(k+N))}}\times \;{\mbox{HOMFLY polynomial}}}$

При ${\displaystyle N=2}$ полином HOMFLY переходит в полином Джонса. В случае ${\displaystyle SO(N)}$ получается полином Кауффмана.

Литература

• S.-S. Chern and J. Simons, Characteristic forms and geometric invariants, Annals Math. 99, 48—69 (1974). (Subscription required for online access)
• Edward Witten, Quantum Field Theory and the Jones Polynomial, Commun.Math.Phys.121:351,1989.
• Edward Witten, Chern-Simons Theory as a String Theory, Prog.Math.133:637-678,1995.
• Marcos Marino, Chern-Simons Theory and Topological Strings, Rev.Mod.Phys.77:675-720,2005.
• Marcos Marino, Chern-Simons Theory, Matrix Models, And Topological Strings (International Series of Monographs on Physics), OUP, 2005.
• Антон Назаров, WZW-модели и теория Черна — Саймонса (недоступная ссылка)

Эта страница в последний раз была отредактирована 18 июня 2019 в 23:03.