AdS/CFT 대응성

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양자 중력을 포함한 반 더 시터르 공간에 대한 등각 경계 위의 게이지 이론이리라 예상되는 등각 장론의 개념도

반 더 시터르 공간/등각 장론 대응성(영어: anti–de Sitter/conformal field theory correspondence, 약자 AdS/CFT) 또는 말다세나 이중성(영어: Maldacena duality)은 반 더 시터르 공간(AdS)을 남기고 축소화끈 이론과, 그보다 낮은 차원에서의 등각 장론(CFT)이 반 더 시터르 공간등각 경계에서 동등하다는 가설이다.[1][2][3][4][5]:638–683 축소화한 공간은 , 오비폴드, 코니폴드, 혹은 비가환 공간 등이 쓰인다.

전개[편집]

d+1차원의 반 더 시터르 공간에 다음과 같은 좌표를 부여하자.

ds^2 = \frac1{z^2}\left(dz^2 + \eta_{\mu\nu}dx^\mu dx^\nu\right).

여기서 z\to0인 경계에서는 나머지 좌표가 d차원 민코프스키 계량 텐서를 지니게 된다. 이를 등각경계라고 부른다.

d차원 등각 장론에 샘(source) \textstyle\int d^dx J_\text{CFT}(x)O(x)을 추가하자. 여기서 J_\text{CFT}(x)는 샘, O(x)는 게이지 불변 국소적 연산자다. 또한, AdS 공간에 마당 J를 도입하고, 여기에 다음과 같은 경계조건을 부여하자.

\lim_{z\to0}Jz^{\Delta-d+k} = J_{\text{CFT}}.

여기서 \DeltaO(x)의 등각차원이고, kO(x)의 공변지수의 수와 반변지수의 수의 차다. 이 경우 AdS/CFT 대응성은 이 두 이론이 다음과 같이 서로 대응한다고 예측한다.

\left\langle \mathcal{T}\exp\textstyle\int d^dx J_\text{CFT}(x)O(x)\right\rangle_\text{CFT} = Z_\text{AdS}\left[\lim_{z\to0}Jz^{\Delta-d+k} = J_\text{CFT}\right]

좌변은 시간순서를 가한 연산자 지수의 진공 기댓값이고, 우변은 등각 경계 조건을 가한 양자 중력 이론의 생성범함수다. 우변은 경계조건을 만족하는 유효 작용의 고전적 해를 구하여 계산한다.

이 경우, 양변은 대개 각각 발산하게 된다. 우변의 경우, 이 발산은 반 더 시터르 공간의 부피가 무한하기 때문이다. 이 경우 자연스러운 조절자z이다. 즉, z를 매우 작지만 유한한 값 z=z_0\ll1으로 남겨 두고 우변을 계산한다. 이는 우변에서 적외 조절자에 해당하는데, 좌변에서는 이는 \Lambda_0=1/z_0 꼴의 자외 조절자에 대응한다.[6]:10–12

일반적으로 다음과 같은 꼴의 대응 관계가 존재한다.

d차원 경계 d+1차원 내부
공간 대칭군 (푸앵카레/등각/비라소로) 점근적 등거리변환군
1차(primary) 국소 연산자 무게 중심 틀의 상태
2차 국소 연산자 (각)운동량을 갖는 상태
1차 국소 연산자의 진공 기댓값 양자장의 규격화 가능 모드
1차 국소 연산자에 대한 샘(source) 양자장의 규격화 불가능 모드의 경곗값
에너지-운동량 텐서 계량 텐서 (중력자)
라그랑지언 딜라톤
고온 상태 블랙홀
자외 조절자 \Lambda\le\Lambda_0=1/z_0 적외 조절자 z\ge z_0
구역 S\subset\mathbb R^d얽힘 엔트로피 \partial S=\partial\tilde Sd차원 초곡면 \tilde S\subset\operatorname{AdS}_{d+1}의 최소 넓이 (류-다카나야기 공식)[7][8]

진동 모드의 대응[편집]

스칼라장[편집]

일반적으로, \mathbb R^d에서 등각 차원이 \Delta인 스칼라 등각 1차장은 AdS_{d+1}에서 질량이

m^2R^2=\Delta(\Delta-d)

인 스칼라장과 대응한다.[9]:27–28 예를 들어, 만약 경계 이론이 국소 라그랑지언 \mathcal L을 갖는다면, 라그랑지언의 차원은 항상 \Delta=d이므로 이는 AdS_{d+1}에서 무질량 스칼라장에 대응하게 된다. 이러한 무질량 스칼라장은 통상적으로 딜라톤이라고 불린다.

유니터리 등각 장론에서, 스칼라 1차장의 등각 차원은 유니터리 하한(영어: unitarity bound)에 따라 다음과 같이 제약된다.

\Delta\ge d/2-1

마찬가지로, d+1차원 반 더 시터르 공간에서 스칼라장의 제곱 질량은 다음과 같은 브라이텐로너-프리드먼 하한(영어: Breitenlohner-Freedman bound)을 따른다.

R^2m^2\ge-d^2/4

이들 하한들은 서로 일관적임을 알 수 있다.

AdS에서 제곱 질량 m^2의 스칼라장은 다음과 같은 진동 모드를 가진다.[10]:11[9]:28

\phi(z,x^\mu)\approx A(x)z^{\Delta_-}+B(x)z^{\Delta_+}
\Delta_\pm=\frac12d\pm\sqrt{d^2/4+m^2R^2}

표준 양자화(영어: standard quantization)에서는, 보통 첫 번째 항을 0으로 놓는다.

A(x)=0

그렇다면 두 번째 항의 계수 B(x)\phi에 대응하는 연산자 \mathcal O진공 기댓값에 비례한다.

\langle O(x)\rangle=2\sqrt{d^2/4+m^2R^2}B(x)

표준 양자화에서, 첫 번째 항을 0이 아닌 다른 값으로 놓으면, 이는 A(x)는 경계 등각 장론의 작용에, \phi에 대응하는 연산자 \mathcal O에 대한 고전적 배경장

S_{\text{CFT}}\ni\int d^dx\,A(x)O(x)

을 추가하는 것에 대응한다.

첫 번째 항은 경계 z\to0에서 발산한다. 만약

-d^2/4<m<-d^2/4+1

\Delta_->d/2-1

이라면 작용에서의 발산을 규격화해 상쇄시킬 수 있다. 이 경우, 대체 양자화(영어: alternate quantization)가 가능하다.[11][3]:15–16 이 경우, A(x)B(x)의 해석이 표준 양자화에 비해 반대가 된다. 즉,

\langle O(x)\rangle=2\sqrt{d^2/4+m^2R^2}A(x)

가 된다. 반면, 만약

m^2\ge-d^2/4+1

\Delta_-\le d/2-1

인 경우에는 작용의 발산을 해결할 수 없으며, 대체 양자화가 불가능하고, 오직 표준 양자화만이 가능하다.

무질량 고차 스핀[편집]

AdS_{d+1}에서, 무질량 스핀 s>0 입자(완전 대칭 완전 무대각합 s차 텐서장)는 경계 \mathbb R^d에서 다음과 같은 등각 차원 \Delta를 갖는 1차장과 대응한다.

\Delta=d-2+s

즉, 게이지 보손의 경우 (s=1) 다음과 같은 차원의 보존 1차장에 대응한다.

\Delta=d-1

중력자의 경우 (s=2) 항상 에너지-운동량 텐서 T_{\mu\nu}에 대응하며, 그 등각 차원은 항상 공식에 따라

\Delta=d

이다.

내부 게이지 이론[편집]

일반적으로, 양-밀스 게이지 군 G를 갖는 AdS 양자 중력은 대역 대칭 G를 갖는 등각 장론과 대응된다.

d차원 경계 d+1차원 내부
대역 대칭 게이지 대칭[10]:12
대역 대칭의 보존류 j^a_\mu 게이지장 (A^a_z,A^a_\mu)A^a_z=0 게이지에서의 규격화 가능 성분의 경곗값
대역 대칭에 대한 화학 퍼텐셜 게이지장의 규격화 불가능 성분의 경곗값[10]:12
유한한 화학 퍼텐셜에서의 고온 상태 대전 블랙홀

경계 게이지 이론/끈 이론[편집]

만약 경계의 등각 장론이 양-밀스 이론이라면, 이 경우 AdS 중력 이론은 끈 이론이 된다.

d차원 경계 d+1차원 내부
게이지 대칭군 G 천-페이턴 인자의 군
외부 쿼크/반쿼크 경계에 붙어 있는 열린 의 끝 (방향 +/−)
외부 중간자 (쿼크-반쿼크 쌍) 양끝이 경계에 붙어 있는 열린
외부 자기 홀극/반홀극 경계에 붙어 있는 열린 D-의 끝 (방향 +/−)
외부 자기 중간자 (홀극-반홀극 쌍) 양끝이 경계에 붙어 있는 열린 D-
전기-자기 이중성 S-이중성
외부 중입자 D-막
윌슨 고리 \mathcal P\exp\oint_\gamma A \gamma를 경계로 하는 열린 끈 세계면[12]

1/N 전개[편집]

많은 경우, 등각 장론은 어떤 변화시킬 수 있는 양의 정수 매개변수 N이 존재한다. 예를 들어, 게이지 군이 고전적 리 군인 게이지 이론의 경우, N은 게이지군의 계수 (\operatorname{SU}(N), \operatorname{SO}(N), \operatorname{USp}(2N))이며, 시그마 모형의 경우 과녁 공간의 차원이 된다 (\operatorname{O}(N) 벡터 모형, \operatorname{U}(N) 벡터 모형 등). 이 경우, 큰 N 극한의 등각 장론은 작은 결합 상수를 갖는 양자 중력 이론과 대응되며, 따라서 이 경우 1입자 상태를 정의할 수 있다.

d차원 경계 d+1차원 내부
1대각합 연산자(영어: single-trace operator)[13]:149 단입자 상태
다중대각합 연산자(영어: multi-trace operator)[13]:149[14] 다입자 상태

여기서 1대각합 연산자라는 것은 게이지 이론의 경우

\operatorname{tr}(F^n)

와 같이, 게이지 군 딸림표현의 (행렬로서의) 대각합을 오직 한 번만 사용하는 게이지 불변 연산자이다. 반면, 다중대각합 연산자는 딸림표현 대각합을 여러 번 사용하여 정의된 국소 연산자이다. \operatorname O(N) (또는 \operatorname U(N)) 벡터 모형의 경우, 1대각합 연산자크로네커 델타 \delta_{ij}(또는 \delta_{i\bar\jmath})를 한 번만 사용한, \operatorname O(N) (또는 \operatorname U(N)) 불변 국소 연산자이다. 예를 들어, \operatorname O(N) 벡터장이 \phi^i라고 할 때,

\phi^i\partial_{\mu_1}\partial_{\mu_2}\cdots\partial_{\mu_n}\phi^j\delta_{ij}

는 1대각합 연산자이다.

AdS3/CFT2[편집]

2차원 등각 장론은 고차원 등각 장론과 다른, 특수한 현상들을 보인다. 이들은 AdS3 양자 중력의 특별한 성질들과 대응된다.

AdS3의 등각 대칭군은 SL(2,\mathbb R)\times SL(2,\mathbb R)이다. 이는 2차원 등각 장론의 좌·우 대역등각군에 대응한다. 이들은 \{L_{-1},L_0,L_1,\bar L_{-1},\bar L_0,\bar L_1\}에 의해서 생성된다. 2차원 등각 장론의 비라소로 대수의 나머지 연산자들은 진공을 다른 상태로 바꾸므로, 이는 AdS3에서 점근적 무한대를 고정시키는 변환에 해당한다.

AdS3 CFT2
AdS3등거리변환군 SO(2,2) 진공을 고정시키는 비라소로 대수의 부분대수 SL(2,\mathbb R)\times SL(2,\mathbb R)
AdS3의 점근적 무한을 고정시키는 변환군[15] 2차원 등각 대칭의 비라소로 대수
3R/2G (G중력 상수, R는 AdS 반지름)[1]:151 비라소로 중심 전하 c
AdS3 진공 NSNS 경계 조건 진공[1]:154 = 단위원 연산자
점근적으로 AdS3인 공간 단위원 연산자의 비라소로 2차장
AdS3에서, 질량 중심 틀에서의 상태 비라소로 1차장
AdS3에서, 운동량을 갖는 상태 L_{-1}, \bar L_{-1}을 가한 1차장
점근적으로 AdS3인 공간에서, 질량 중심 틀에서의 상태 준1차장
점근적으로 AdS3인 공간에서, 운동량을 갖는 상태 2차장
최소 질량 (M=c/12) BTZ 블랙홀 RR 경계 조건 진공 (에너지 c/12)[1]:154
BTZ 블랙홀의 베켄슈타인-호킹 엔트로피 등각 장론의 카디 엔트로피

[편집]

이미 서로 대응된다고 알려진 양자 중력/등각 장론 쌍들의 예로는 다음을 들 수 있다. 이들 가운데 상당수는 초끈 이론에서 유도되었지만 (𝒩=4 초대칭 양-밀스 이론 등), 일부는 아직 끈 이론과의 관계가 명확하지 않는 경우도 있다 (바실리예프 중력 등).

AdS5×S5 IIB 끈 이론 / 𝒩=4 초대칭 양-밀스 이론[편집]

AdS/CFT 대응성에 따라, AdS5×S5 공간(5차원 AdS 공간과 5차원 구의 곱) 위의 IIB형 끈 이론과 AdS5의 4차원 경계 위에서의 등각 장론\mathcal N=4 초대칭 SU(N) 양-밀스 이론이 서로 대응한다. \mathcal N=4 양-밀스 이론은 N개의 겹친 D3-막들의 세계면 위에 존재하는 초대칭 등각 장론이다. 이 이론의 R대칭군은 SU(4)인데, 이는 SU(4)=Spin(5)이 스핀 구조를 지닌 S^5자기동형사상군이기 때문이다. NS^5에 감긴 C4 라몽-라몽 장 전하량에 해당한다. (전하의 양자화에 따라 N은 항상 정수다.) 즉, 다음이 성립한다.

AdS5×S5 위의 IIB 끈 이론 = 겹친 D3-막 위의 초대칭 등각 장론

이 예는 최초로 알려진 AdS/CFT 대응성이었으며, 현재까지도 가장 잘 알려진 예이다.

이 식의 양변에 대응하는 값들은 다음과 같다.

AdS5×S5 10차원 IIB 끈 이론 \mathcal N=4 SU(N) 4차원 초등각 양-밀스 이론
N S5에 감긴 라몽-라몽 선속 N=\int_{S^5}F_5 게이지군 SU(N)의 차수 N
λ AdS5 및 S5의 반지름 R=\lambda^{1/4}\sqrt{\alpha'}=\sqrt[4]{4\pi g_\text{s}N}\ell_\text{s} 엇호프트 결합 상수 \lambda=g_\text{YM}^2N
N\to\infty 극한 (λ 고정) IIB 초중력 평면 파인먼 도형 극한(영어: planar limit)
1/N 전개 (λ 고정) 섭동 이론 전개 (끈 세계면 오일러 지표에 대한 전개) 엇호프트 1/N 전개 (파인먼 도형 오일러 지표에 대한 전개)
gs 닫힌 끈 결합 상수 g_\text{s}=\exp(\Phi) (\Phi딜라톤) 양-밀스 결합 상수 g_\text{YM}=\sqrt{4\pi g_{\text{s}}}
θ 라몽-라몽 스칼라(액시온) \theta=2\pi C_0 CP 위반 각도 θ
τ 액시오딜라톤 \tau=i\exp(-\Phi)+C_0 복소 결합 상수 \tau=4\pi i/g_\text{YM}^2+\theta/2\pi
모듈러 군 \operatorname{PSL}(2,\mathbb Z) IIB 끈 이론의 S-이중성군 몬토넨-올리브 이중성군
SU(4) S5자기동형사상군 SO(6) \mathcal N=4 초대칭R대칭군 SU(4)
SU(2,2) AdS5자기동형사상군 SO(2,4) 4차원 민코프스키 공간의 등각대칭군 SO(2,4)
PSU(2,2 | 4) AdS5×S5의 최대 초대칭 초군 4차원 민코프스키 공간\mathcal N=4 초등각대칭군

여기서 엇호프트 결합 상수(영어: ’t Hooft coupling constant)는 게이지 이론의 1/N 전개(영어: 1/N expansion)에 쓰이는 결합 상수다.

좌변에서의 국소적 연산자(영어: local operator)는 우변에서의 양자장(입자)에 대응하게 된다. 즉, 등각 장론을 외부 연산자로 변형시키는 것은 끈 이론에서 배경장(영어: background field)을 켜는 것과 같다. 또한, 등각 장론에서의 비국소적 연산자(윌슨 고리 따위)들은 끈 이론에서의 또는 D-막 따위를 켜는 것과 같다.

AdS5 초중력 대상 \mathcal N=4 SU(N) 4차원 초등각 양-밀스 이론 연산자
계량 텐서(중력자) G_{\mu\nu} 에너지-운동량 텐서
딜라톤 \Phi 양-밀스 라그랑지언 \operatorname{Tr}(F\wedge*F)
액시온 C_0 양-밀스 CP 위반항\operatorname{Tr}(F\wedge F)
칼루차-클라인 스칼라장 (SO(6)의 10차원 표현) \operatorname{Tr}(\psi_{(i}\psi_{j)})
칼루차-클라인 스칼라장 (SO(6)의 20차원 표현) \operatorname{Tr}(\phi_{(i}\phi_{j)})-\delta_{ij}\operatorname{Tr}(\phi_k\phi_k)/6
기타 칼루차-클라인 진동 모드 기타 스칼라 연산자
양 끝이 등각 경계에 붙어 있는 기본 끈 쿼크반쿼크 사이 윌슨 고리
양 끝이 등각 경계에 붙어 있는 D1-막 자기 홀극과 반자기 홀극 사이 윌슨 고리
S^5를 감는 D5-막 중입자 연산자

특히, D-막과 같은 비섭동적 끈 이론 대상 또한 등각 장론에서 대응하는 연산자들이 존재한다. 즉, AdS/CFT 대응성은 섭동적 초중력뿐만 아니라 비섭동적 끈 이론 전체를 포함한다는 것을 알 수 있다.

S5를 감는 D5-막의 경우, 전하 보존에 의하여 N개의 끈들이 붙어 있어야 한다.[16] 이 끈들의 다른 끝은 (다른 D-막이 없으므로) AdS5 등각 경계에 붙어 있다. 따라서, 이들은 N개의 외부 쿼크로 이루어진 외부 중입자에 해당한다. (N개의 색이 존재하므로, 중입자를 이루려면 N개의 쿼크가 필요하다.)

변종[편집]

N개의 D3-막의 사건 지평선 근처 기하를 고려하면 AdS5×S5를 얻는다. 대신, N개의 D3-막과 O3-평면을 생각하자. 그렇다면 그 지평선 근처 기하는 AdS5×ℝP5가 된다.[1]:§4.1.2 여기서 ℝP5는 5차원 실수 사영공간이다. N개의 D3-막은 오리엔티폴드에 의한 반사로 2N개처럼 보이게 된다. 이 경우, 게이지 군은 O3+-평면을 사용하면 USp(2N), O3-평면을 사용하면 SO(2N)을 얻는다. 또한, “½개”의 D3-막이 O3-막과 겹쳐 있다. 이 경우, 게이지 군이 SO(2N+1)이 된다.

지평선 근처에서, 오리엔티폴드 평면의 존재는 2차 미분형식 게이지장의 장세기로 나타난다. IIB종 끈 이론은 두 개의 2차 미분형식 게이지장을 포함하는데, 이는 B2(캘브-라몽 장)와 C2(2차 라몽-라몽 장)이다. 진공에서는 이들은 장세기가 0이어야만 하므로, 이들은 축소화 공간 \mathbb RP^5의 2차 (정수 계수) 코호몰로지의 원소다. 실수사영공간의 호몰로지 군은 (초구와 달리) 꼬임 부분군을 가진다. 즉,

B_2,C_2\in H^2(\mathbb RP^5,\mathbb Z)\cong\mathbb Z/2\mathbb Z

이다. 따라서 B2C2는 각각 두 가지 값을 가질 수 있다. 이에 따라 다음과 같은 게이지 군을 얻는다.

C2 ╲ B2 =0 ≠0
=0 SO(2N) Sp(N)
≠0 SO(2N+1)

이 경우, 3차 호몰로지 군이 H_3(\mathbb RP^5,\mathbb Z)=\mathbb Z/2\mathbb Z이므로, D5-막 말고 D3-막을 감을 수 있다. 이 경우 막이 안정하려면 dB_2=dC_2=0이어야 한다. 이 경우, 게이지 군이 SO(2N)인데, 이 때는 파피안 중입자 연산자

\epsilon^{i_1i_2\dots i_{2N}}\phi_{i_1i_2}\phi_{i_3i_4}\dotsb\phi_{i_{2N-1}i_{2N}}

이 존재한다. 즉, D3-막은 이 파피안 연산자와 대응된다.

AdS4×S7 M이론 / ABJM 이론[편집]

11차원 초중력\operatorname{AdS}_4\times S^7축소화하여, 초대칭을 하나도 깨지 않고 \mathcal N=8 초중력을 얻을 수 있다.[17] 이는 M2-막 또는 M5-막사건 지평선 근처 기하에 해당한다. 즉, 다음이 성립한다.

AdS4×S7 위의 M이론 = 겹친 M2-막 위의 초대칭 등각 장론

겹친 M2-막 위의 3차원 등각장론은 BLG 이론 또는 이를 일반화한 ABJM 이론이다.[18] ABJM 이론은 U(N)_k\times U(N)_{-k} 천-사이먼스 이론이다. 여기서 N은 겹친 M2-막의 수, kS^7/\mathbb Z_k 오비폴드에서 몫을 취하는 순환군의 크기다. 이 오비폴드는 호프 올뭉치 S^1\hookrightarrow S^7\to\mathbb{C}P^3에서 S^1\mathbb Z_k 몫을 취하여 얻는다. M이론은 일반적으로 결합 상수가 없어 섭동 이론이 존재하지 않지만, k가 클 경우, S^1/\mathbb Z_k\cong S^1의 크기가 작아져 M이론을 IIA종 끈 이론으로서 섭동 이론을 취할 수 있다. 즉, 여기서는 N/k가 일종의 엇호프트 결합 상수 역할을 한다.

AdS4×S7/ℤk CFT3
OSp(8|4) 최대 초대칭 대수 3차원 민코프스키 공간 \mathcal N=8 초등각대수
Spin(3,2) AdS4 등거리변환군전피복군 3차원 민코프스키 공간 등각대칭군의 전피복군
Spin(8) S7 등거리변환군의 전피복군 3차원 민코프스키 공간 \mathcal N=8 초대칭 R대칭
N F_7 선속 ABJM 이론 게이지 군 U(N)\times U(N) 계수
R AdS4 반지름 R=
\sqrt[6]{(2\pi)^2N/8}\ell_\text{p} (S7 반지름은 2R)[5]:614–617
k 오비폴드 S7/ℤk에서의 k ABJM 이론의 천-사이먼스 레벨(Chern–Simons level) U(N)_{+k}\times U(N)_{-k}

AdS7×S4 M이론 / 𝒩=(2,0) 6차원 초등각 장론[편집]

11차원 초중력\operatorname{AdS}_7\times S^4축소화하여도 초대칭을 하나도 깨지 않는다. 이는 M5-막사건 지평선 근처 기하에 해당한다. 따라서 다음이 성립한다.

AdS7×S3 위의 M이론 = 겹친 M5-막 위의 초대칭 등각 장론

겹친 M5-막 위에 존재하는 6차원 등각 장론은 아직 잘 알려져 있지 않다. 이 이론은 (2,0) 이론(영어: (2,0) theory)라고 불리는데, 이는 두 개의 같은 손지기 초전하를 가지기 때문이다.

AdS7×S4 CFT6
OSp(6,2|4) 최대 초대칭 대수 6차원 민코프스키 공간 \mathcal N=(2,0) 초등각대수
Spin(6,2) AdS7 등거리변환군전피복군 6차원 민코프스키 공간 등각대칭군의 전피복군
USp(4)=Spin(5) S4 등거리변환군의 전피복군 6차원 민코프스키 공간 \mathcal N=(2,0) 초대칭 R대칭
N F_4 선속
R AdS7 반지름 R=\sqrt[3]{8\pi N}\ell_\text{p} (S4 반지름은 R/2)[5]:614–617

평면파 극한[편집]

AdSn×S10−n 축소화를 변형시켜, 평면파(영어: plane wave) 극한을 취할 수 있다. 이 경우 끈 이론의 세계면 작용은 자유 이론이 된다. 이러한 극한은 초대칭 양-밀스 이론에서, R전하 J가 무한대로 가는 특정한 극한에 해당한다.[19][20][21][22][5]:677–683

이 극한은 2002년에 데이비드 베렌스틴(영어: David Berenstein)과 후안 말다세나, 호라치우 너스타세(루마니아어: Horațiu Năstase)가 2002년에 도입하였다.[23]

바실리예프 중력 / 벡터 모형[편집]

3차원 및 4차원 반 더 시터르 공간에는 고차 스핀 이론(영어: higher-spin theory) 또는 바실리예프 중력(영어: Vassiliev gravity)이라는 이론이 존재한다.[24] 이 이론은 무한한 수의 임의의 고차 스핀 무질량 게이지장을 포함한다. (일반적인 이론은 콜먼-맨듈라 정리에 따라 스핀 2를 초과하는 게이지장을 가지지 못한다.) 이 이론은 2차원 또는 3차원 O(N) 등각 장론 (N개의 실수 스칼라장을 가지는, O(N) 대칭을 가지는 자유 이론)과 대응한다고 추측된다.[25] 이는 이고리 로마노비치 클레바노프(러시아어: И́горь Рома́нович Клеба́нов)와 알렉산드르 마르코비치 폴랴코프가 2002년에 제안하였고,[26] 클레바노프-폴랴코프 대응성(영어: Klebanov–Polyakov correspondence)이라고 한다. 2009년에 시모네 좀비(이탈리아어: Simone Giombi)와 인시(중국어: 尹希, 병음: Yǐn Xī)가 3입자 상관 함수를 계산하여, 양쪽이 서로 같음을 보였다.[27] 이는 이 대응성의 주요한 증거로 여겨진다.

AdSd+1 바실리예프 중력 벡터 모형
(비최소) 바실리예프 중력 O(N) 벡터 모형의 스칼라 부분
최소 바실리예프 중력 U(N) 벡터 모형의 스칼라 부분
1입자 상태 "1대각합 연산자" (\delta_{ij}를 한 번만 사용하는 연산자)
스칼라장의 대체 양자화 윌슨-피셔 고정점
비최소 바실리예프 중력 스펙트럼 U(N) 모형
타키온 스칼라장 J_0=|\phi|^2
스핀 1 게이지장 J_1=\phi\cdot\partial_\mu\phi
중력자 에너지-운동량 텐서 J_2=T_{\mu\nu}
임의의 s\in\mathbb Z^+에 대한 게이지장 J_s=\phi\cdot\partial_{(\mu_1}\partial_{\mu_2}\cdots\partial_{\mu_s)}\phi+\cdots
중력 상수 G \sim1/N
최소 바실리예프 중력 스펙트럼 O(N) 모형
타키온 스칼라장 J_0=|\phi|^2
중력자 에너지-운동량 텐서 J_2=T_{\mu\nu}
임의의 s\in2\mathbb Z^+에 대한 게이지장 J_s=\phi\cdot\partial_{(\mu_1}\partial_{\mu_2}\cdots\partial_{\mu_s)}\phi+\cdots

역사[편집]

AdS/CFT 대응성은 후안 말다세나가 1997년 말에 처음으로 제안하였다.[28] 말다세나는 IIB종 초끈 이론에서 N개의 겹친 D3-막을 고려하였다. 결합 상수가 작은 경우 이는 통상적인 끈 이론 섭동 이론으로 다룰 수 있고, 결합 상수가 큰 경우에는 이를 초중력에서 검은 막으로 근사화할 수 있다. 검은 막의 사건 지평선 근처는 AdS_5\times S^5 꼴의 계량 텐서를 가진다. 이제 끈 길이 l_s가 0으로 가게 되는 극한을 취하면, 결합 상수가 작은 경우에는 모든 유질량 입자는 유효 이론에서 사라지고, 또한 닫힌 끈에 의하여 매개되는 중력 또한 재규격화군 흐름에 의하여 사라지게 되어, D3-막에 붙어 있는 열린 끈의 무질량 모드에 의한 SU(N) \mathcal N=4 초대칭 게이지 이론만 남게 된다. 반면, 결합 상수가 큰 경우에는 검은 막사건 지평선 근처에 있는 닫힌 끈 모드들만 살아남는다. (이 경우, 유질량 모드도 사건 지평선에 매우 가까운 경우 살아남게 된다.) 따라서 AdS_5\times S^5에 축소화한 IIB형 초끈 이론과 \mathcal N=4 SU(N) 초대칭 게이지 이론이 서로 동등하다는 사실을 알 수 있다.

스티븐 겁서, 이고리 로마노비치 클레바노프(러시아어: И́горь Рома́нович Клеба́нов), 알렉산드르 마르코비치 폴랴코프[29], 에드워드 위튼[30] 등이 대응성을 뒷받침하는 중요한 성질 및 증거들을 발견하였다. 이 대응성은 다른 여러가지 (비 AdS) 배경들과 그들의 짝(비 등각) 이론들에 대해서 까지도 일반화되었다. 발표된 이후 약 10년 동안 말다세나의 논문은 6000회 이상 인용되며 따라서 1990년대 이론물리학의 가장 중요한 개념적인 발전이 되었고, 양자 중력양자 색역학의 여러 영역들의 연관된 논리 전개에 큰 영향을 주고 있다.

관련 개념[편집]

AdS/CFT 대응성은 홀로그래피 원리의 가장 성공적인 구현이다. 이는 헤라르뒤스 엇호프트가 제안하고 레너드 서스킨드에 의해 발전되고 널리 전파된 양자중력의 한 가지 이론적인 착상이다.

AdS/CFT 대응성은 대수적 홀로그래피혹은 "레렌 이중성"(Rehren duality)과 혼동되어서는 안된다. 끈이론가들은 어떤 경우에 이것이 AdS/CFT와 동일해 질 수 있더라도 둘은 서로 다르다고 말한다.[31][32][33]

응용[편집]

AdS/CFT 대응성은 끈 이론양자장론 (특히 양자 색역학[34][35][36]), 응집물질물리학[37][9] 등에서 널리 쓰인다.

함께 보기[편집]

참고 문헌[편집]

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대중적인 기사[편집]

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