ワインバーグの訃報に接し開始した昔のノートのデジタル化ですが、ようやく最後のエントリーとなりました。電弱標準模型の話からだいぶ離れてしまいましたが、今回はsine-Gordon方程式を扱います。
L=12(∂φ)2−μ2α2(1−cosαφ)V=12(∂φ∂x)2+μ2α2(1−cosαφ)
ただし、(∂φ)2=(∂tφ)2−(∂xφ)2である。真空ではV(φ)=0 なのでその定常解を
φ0(n)=2πnα
とおく。φ=φ0+ηとしてラグランジアンを展開すると
L=12(∂tη)2−12(∂xη)2+μ2η22−μ2α24!η4+⋯
有限エネルギー条件は|→x|→∞でφ→φ0となる。ラグランジアン(1)からsine-Gordon方程式は
(∂2∂t2−∂2∂x2)φ+μ2αsinαφ=0
となる。伝播速度v (|v|<1) をもつ波動を考えると sine-Gordon方程式は以下のソリトン解をもつ。
φsol=4αtan−1[exp(±α2μ1√1−v2((x−x0)−v(t−t0)))]
ただし、|→x|→∞のときφ→φ0, ∂xφ→0 の境界条件と積分公式
α2∫φ(x)φ(x0)dφsinα2φ=[ln(tanα4φ)]φ(x)φ(x0)
を用いた。この時、全空間のエネルギーは U(φ)=μ2α2(1−cosαφ)とおくと
E=∫∞−∞U(φ)dx=4μα2√1−v2
と有限になるので(3)はソリトン(孤立波)解である。
u=eiαφ , |u|=1 , u∈S1
と定義すると
L=1α2[12(∂u∂u†)−μ22((u+u†)−2)]
と書ける。これ以降
α=1
とおく。さらに、
tanθ4=exp(1μ1√1−v2((x−x0)−v(t−t0)))
とすると式(3)のプラス符号の解は
tanφ4=tanθ4
と表せる。φは写像 eiθ→eiφ を与える。eiθはS1空間を表すので φ : S1→S1 となる。以上より次のことが分かる。
1.解にラベルされる数nはφ(θ)の巻き数 (winding number)に相当する。
2.巻き数は
Q=12π∫dφdθdθ=12π∫dφdxdx=∫J0dxJμ=12πϵμν∂νφ
で与えられる。
3.Qは写像のホモトピー類を与える。
ホモトピー
標的空間をMとして写像 f:Mx→M と g:Mx→M を考える。このときある関数F(x,t) (0≤t≤1) が F(x,0)=f(x), F(x,1)=g(x) を満たし、F(x,t) が変数(x,t)について連続であるならば、f(x)とg(x)は互いにホモトピー同値(ホモトッピク)であるという。MxとしてSnを選び、全ての写像 Sn→M を考える。ホモトピー同値を相殺すると、これはホモトピー群Πn(M)を与える。sine-Gorldon理論の場合はΠ1(S1)=Zに当たる。
境界条件の役割
S1を得るにはR1をコンパクト化する必要がある。これは x→∞ と x→−∞ で全ての観測量が同じ値を持つことを要請する。よって、φ は観測量ではない。一方、∂φ はOKとなる。また cosφ, eiφ などもOKである。よって、u=eiφ は適切な変数であるとことが分かる。
連続性の役割
古典的にはソリトンは初期データとして扱われる。時間発展はφ(x,t)と表せる。ただし、初期状態をφ(x,0)=φ(x)とする。時間発展が連続的なのでφ(x,t)はφ(x)のホモトピックな変形である。したがって、古典的な時間発展のもとでホモトピー類は保存される。ソリトン数は「トポロジカルな量子数」を与える。
量子力学的な時間発展
量子論的には互いに異なるホモトピー類に属するφiとφfの間で量子的な遷移が起こることがアプリオリに可能である。そのような遷移の確率振幅は
⟨φf|φi⟩=lim
で与えられる。和は配位空間(すべての\varphi (x)の空間)における時間|t - t'|での\varphi_iと\varphi_fの間の全ての経路に渡る。S (t , t' )は経路\varphi (x, t)の作用である。ユークリッド課するとi S(t, t' )= - S_E (\tau , \tau' )とおける。ただし、\tau = i tとおく。これより
\bra \varphi_f | \varphi_i \ket = \left. \sum_{paths } e^{-S_E (\tau , \tau' )}\right|_{\tau = it } \tag{7}
と書ける。計算結果はミンコフスキー空間に接続できる。よって、以下の2つの可能性がある。
1.異なるホモトピー類に属する\varphi_iと\varphi_fに対して全ての\varphi_iと\varphi_fを結ぶ経路がS_E = \inftyとなる。この場合、遷移振幅はゼロとなり、ホモトピー類は量子力学的な時間発展のもとで保存される。
2.S_Eが有限となる配位\varphi ( x, t)が存在する。この場合、ホモトピー類は量子的な遷移のもとで混合するため、状態を再対角化する必要がある。この時、巻き数は特別な意義を持たない。
sine-Gordon理論は上記1.の場合に当てはまる。すべての経路が無限大となるユークリッド作用を持つことは次のようにチェックできる。例えば、\varphi = \et t + (1- t) \varphi_{sol} (0 \le t \le 1) とすると \d_t \varphiから( - \varphi_{sol} )が出てくるので
\begin{eqnarray} S_E &=& \int \varphi_{sol}^{2} \, dx dt + \cdots \\ & \simeq & \int_0^1 \int_R^\infty 2 \pi dx dt = \infty \tag{8} \end{eqnarray}
となる。よって、巻き数は保存する。(The winding number is "superselected.")
保存カレントとコホモロジー
式(5)の保存カレント J_\mu =\frac{1}{2\pi} \ep_{\mu\nu} \d_\nu \varphi = \ep_{\mu \nu} K_\nu を考える。このとき
K_\mu = \frac{1}{2 \pi } \d_\mu \varphi ~ , ~~~~~ \d_{[ \nu }K_{\nu ]} = {\rm rot} K = 0 \tag{9}
を満たす。次元nの多様体上にある反対称テンソルを考える。縮約可能な多様体の場合、閉形式 d \om = 0 は完全形式 \om = d \al を意味する。しかし、縮約可能でない場合、これは一般的に成り立たない。
式(9)からKは閉形式である(dK = 0)。一方、K_\mu \sim \d_\mu \varphi であるが\varphi (\th) は\thの円周上で一意の値を取らないためK_\muは大域的に定義された0-形式(あるいは関数)ではない。よって、Kは閉形式であるが完全形式ではない。これは明らかにS^1が縮約可能でないことに由来する。多様体M上の閉p-形式の集合をZ^pとし、多様体M上の完全p-形式の集合をC^pとおくと、Mのp次のコホモロジー群は
H^p (M) = Z^p / C^p \tag{10}
で定義される。sine-Gordon理論の場合、M = S^1なので関連するコホモロジー群はH^p ( S^1 ) = \mathbb{Z}となる。
微分形式、ホモトピー、コホモロジーの基礎についてはナイアの教科書(発展編)14章を参照して下さい。
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