Quebra da Simetria de Lorentz e o Termo de Chern-Simons em (3+1)Dimensões.

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1 Universidade de São Paulo Instituto de Física Quebra da Simetria de Lorentz e o Termo de Chern-Simons em (3+1)Dimensões. Liner de Souza Santos Orientador: Prof. Dr. Adilson José da Silva COMISSÃO EXAMINADORA Prof.Dr. Adilson José da Silva (IFUSP) Prof.Dr. Alex Gomes Dias (UFABC) Prof.Dr. Fernando Tadeu Caldeira Brandt (IFUSP) Dissertação de mestrado apresentada ao Instituto de Física para a obtenção do título de Mestre em Ciências. São Paulo 2009

2 Dedico aos meus amados pais, Roberto e Ana Elizabete, e ao valoroso Prof. Dr. Adilson José da Silva por sempre conarem e me incentivarem.

3 i AGRADECIMENTOS A Deus que é a dimensão mais poderosa da sabedoria, por conceder-me vida e condições para que eu conseguisse percorrer e cumprir esta importante etapa da minha vida.. Aos estimados companheiros do grupo de pesquisa, Professor Dr. Marcelo Gomes, Alysson, André, Bruno, Carlos, Denny, Fernando e Tiago. Aos meus queridos irmãos Leandro, Leonardo, e Ana pelo apoio sempre dado. Aos meus amigos do departamento, João Eduardo, Juliano, Leonardo, Roberto Parra e Walney. À Amélia e Simone pela cordialidade e cooperação. Ao Eber e à Francislene pelo bom atendimento sempre. Aos meus amigos, sem os quais não teria chegado até aqui. À CNPQ, pelo necessário apoio nanceiro.

4 ii "Um pouco de Ciência nos afasta de Deus. Muito, nos aproxima"(louis Pasteur)

5 Sumário 1 Introdução 1 2 Introdução à Relatividade Geral Princípio de Equivalência Força Gravitacional Relação entre g µν e Γ λ µν O Limite Newtoniano Dilatação do tempo Forma matricial da métrica Princípio de Covariância Geral Vetores e Tensores Densidades Tensoriais Transformação da Conexão Am Derivada Covariante Transporte paralelo iii

6 iv SUMÁRIO 2.3 Tetradas Férmions num Campo de Calibre O Campo de Calibre de Chern-Simons Propagador de Maxwell-Chern-Simons Indução de Chern-Simons em (2+1)D na Teoria de Calibre Informações úteis Indução de Chern-Simons em (3+1)D Teoria de Calibre Convenções Adotadas Cálculo do Termo Induzido Gravitação Conclusão 63 A Variáveis de Grassmann 65 B Prova da identidade ln det B = trlnb 69 C Obtenção de TrO(x, X ) = d D x (2π) D O( x + ik, x) 73 D Aproximação da série de Baker-Campbell-Hausdor 77 E Integrais D-dimensionais 81

7 SUMÁRIO v RESUMO Nesta dissertação estudamos o modelo de Chern-Simons na teoria de calibre e na gravitação. Para tanto, estudamos o problema de férmions interagindo num primeiro momento com um campo eletromagnético e num segundo momento, com um campo gravitacional. Introduzimos, em ambos os casos, um campo de fundo que quebra a simetria de Lorentz. Fizemos o cálculo da ação efetiva pelo método do tempo próprio de Schwinger, na aproximação de um laço e determinamos a ação efetiva, que contém os termos induzidos de Chern-Simons.

8 vi SUMÁRIO ABSTRACT In this dissertation, we studied the Chern-Simons model in the gauge and the gravitation theories. So, we study the problem of fermions interacting, in a rst moment, with a electromagnetic eld and in a second moment, with a gravitational eld. We introduced in the interaction lagragian, for both cases, a background eld which break the Lorentz simmetry. We did the eective action calculus by the Schwinger proper time method, in the one loop approximation and we determined the eective action which the induced Chern-Simons terms.

9 Capítulo 1 Introdução Ao vermos a imagem projetada de um objeto tridimensional, observamos apenas seu contorno. Com certa tecnologia e informações prévias, podemos inferir sobre sua massa e provável constituição. Projetando em mais uma ou duas posições diferentes, conseguiremos descrever este objeto sem muitos detalhes, ou seja, conseguimos informações de um objeto tridimensional a partir de projeções num plano bidimensional. Em teoria de campos, muitas vezes, ocorre algo semelhante, nos fornecendo informações importantes estudarmos um modelo formulado num espaço-tempo de dimensão D am de obtermos uma teoria para um espaço-tempo de dimensão D+1. Um exemplo de uma teoria formulada em (2+1)D é o modelo de Chern- Simons [8], um modelo "topologicamente massivo" que em (2+1)dimensões 1

10 2 CAPÍTULO 1. INTRODUÇÃO surge como uma complementação da eletrodinâmica de Maxwell. Tal complementação descreve fenômenos eletromagnéticos a curtas distâncias e o efeito Hall quântico. Termos do tipo Chern-Simons puderam ser obtidos em teorias em (3+1)dimensões, através da introdução de um campo de fundo na lagrangiana original, que quebra a simetria de Lorentz para que surjam os termos referentes ao modelo de Chern-Simons. Um dos pontos importantes desse modelo é a existencia de campos de calibre massivos (o fóton passa a ter uma massa diferente de zero) 1. Embora ainda não tenha sido vista experimentalmente uma quebra da invariância de Lorentz, teorias envolvendo tal fato nos últimos anos têm sido sugeridas e estudadas [9, 7]. Além disso, com o ressurgimento da suposição de que o espaço-tempo possa ser não comutativo, o que implicaria numa quebra da simetria de Lorentz, tem crescido o número de publicações que contêm essa violação. Nesta dissertação, buscamos uma possível indução de termos do tipo Chern- Simons no caso de um campo fermiônico acoplado a um campo de calibre e a um campo gravitacional para um espaço-tempo quadridimensional, através da introdução na lagrangiana de interação, de um campo de fundo constante que quebra a simetria de Lorentz. Calculamos a ação efetiva de ambas interações, fazendo a regularização das integrais a partir do método do tempo 1 A compatibilidade com os resultados experimentais atuais para a massa do fóton impõem o limite m < ev

11 3 próprio [12], como feito anteriormente em (2+1) dimensões [16], vericando a possível indução de termos do tipo Chern-Simons. No próximo capítulo, é apresentada uma revisão da relatividade geral, com os principais tópicos que serão utilizados no decorrer da dissertação. No terceiro capítulo, a teoria de Chern-Simons é introduzida como uma teoria de calibre em (2+1)D e são obtidos os termos induzidos na ação efetiva. No capítulo 4 são calculadas as ações efetivas da teoria de calibre e da Gravitação com a presença de um campo de fundo que quebra a simetria de Lorentz. Finalmente no capítulo 5 são feitas a conclusão e a análise do trabalho.

12 4 CAPÍTULO 1. INTRODUÇÃO

13 Capítulo 2 Introdução à Relatividade Geral 2.1 Princípio de Equivalência Este é o princípio básico da teoria da Relatividade Geral e em poucas palavras diz que dado um ponto qualquer numa região do espaço com um campo gravitacional arbitrário, é possível escolher um referencial localmente inercial, tal que numa região sucientemente pequena em torno deste ponto, as leis da natureza têm a mesma forma que em um referencial cartesiano desacelerado numa região sem campo gravitacional. Podemos fazer uma analogia deste princípio com um axioma devido a Gauss, no qual ele diz que dado um ponto numa superfície curva, podemos construir um referencial cartesiano(plano) tal que nas proximidades deste ponto, valem os princípios da geometria euclidiana. 5

14 6 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL Força Gravitacional Consideremos uma partícula movendo-se livremente somente sob inuência do campo gravitacional. De acordo com o princípio de equivalência, há um sistema de coordenadas ξ α caindo livremente (isto é, ξ α é o sistema localmente inercial), no qual a equação de movimento da partícula é: d 2 ξ α = 0, (2.1) dτ 2 sendo dτ o intervalo entre dois eventos ocorrendo com a partícula(intervalo de tempo próprio da partícula), denido por dτ 2 = η αβ dξ α dξ β, (2.2) onde η αβ é o tensor métrico de Minkowski. Fixemos agora um referencial arbitrário no laboratório, que chamaremos de x α (ou seja, x α é não inercial). Podemos escrever o sistema de coordenadas em queda livre como função deste e vice-versa. Aplicando isso na Eq.(2.1): d dτ ( ξα dx µ x µ dτ ) = 0 ξ α d 2 x µ x µ dτ + 2 ξ α 2 x µ τ d 2 x λ dτ + dx µ dx ν 2 Γλ µν dτ dτ dx µ dτ = ξα d 2 x µ x µ dτ + 2 ξ α dx ν dx µ 2 x µ x ν dτ dτ = 0. = 0. (2.3) Esta última equação descreve o movimento de uma partícula em queda livre num referencial arbitrário x α. A grandeza Γ λ µν é chamada de conexão am e pode ser entendida como uma "correção"às equações devido à curvatura do

15 2.1. PRINCÍPIO DE EQUIVALÊNCIA 7 espaço-tempo: Γ λ µν 2 ξ α x λ x µ x ν ξ. (2.4) α O tempo próprio também pode ser expresso em termos do sistema de coordenadas x µ, como segue: dτ 2 = η αβ ξ α onde denimos o chamado tensor métrico g µν : ξβ dxµ x µ x ν dxν g µν dx µ dx ν, (2.5) g µν η αβ ξ α x µ ξ β x ν. (2.6) Para uma partícula sem massa, a equação de movimento é análoga à (2.1), exceto pelo fato que a variável independente não pode ser o tempo próprio como na Eq. (2.5) pois se a massa da partícula é nula, o lado direito de (2.5) anula-se. Então, no lugar de τ, podemos usar σ ξ 0, tal que: d 2 ξ α = 0, dσ2 (2.7) dξ α dξ β 0 = η αβ dσ dσ (2.8) E a partir desses resultados, chegamos à equação de movimento para uma partícula sem massa (por exemplo, um fóton) num campo gravitacional e num sistema de coordenadas arbitrário: d 2 x µ dσ 2 g µν dx µ dσ + dx ν Γµ νλ dσ dx ν dσ dx λ dσ = 0 (2.9) = 0. (2.10)

16 8 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL Afortunadamente, não precisamos conhecer τ e σ para determinar a dinâmica da partícula, seja ela massiva ou não, pois as equações de movimento para ambos os casos nos dão x µ (τ) ou x µ (σ) e esses parâmetros podem ser eliminados e x µ escrito como x µ (t). Chamemos a atenção para as equações (2.6) e (2.10) que aparentemente são muito semelhantes mas com propósitos distintos: a Eq.(2.6) nos diz como calcular o tempo próprio, enquanto a Eq.(2.10) nos diz que o tempo dt gasto por um fóton para percorrer uma distância d x é determinado pela equação quadrática em dx 0, lembrando que x 0 = t: 0 = g µν dx µ dσ dx ν dσ g 00(dx 0 ) 2 + 2g i0 dx i dx 0 + g ij dx i dx j = 0 dt = 1 g 00 [ g i0 dx i {(g i0 g j0 g ij g 00 )dx i dx j } 1/2 ]. (2.11) Para saber o tempo gasto pela partícula sem massa percorrer uma certa distância ao longo de qualquer trajetória, basta integrar a expressão acima ao longo da trajetória. Agora que temos em mãos as expressões para o tensor métrico e para a conexão am, podemos calculá-los para um ponto qualquer X no sistema de coordenadas arbitrário x µ e a partir daí determinar as coordenadas localmente inerciais ξ α (x) numa vizinhança de X. Primeiramente, multiplicamos (2.4) por ξβ x λ e usamos que: ξ β x λ x λ ξ = α δβ α. (2.12) ξ β x λ Γλ µν = δα β 2 ξ α x µ x = 2 ξ β ν x µ x. ν (2.13)

17 2.1. PRINCÍPIO DE EQUIVALÊNCIA 9 Chegamos a uma equação diferencial para ξ α, que resolveremos a seguir: Como estamos interessados na vizinhança de X, supomos que x µ = X µ + ɛ mu ξ α (x) = ξ α (X + ɛ) ξ α (X) + ɛ µ ξα (X) + X µ ɛ µ ɛ ν 2 2 ξ α (X) X µ X + 1 ν 3! ɛµ ɛ ν ɛ ρ 3 ξ α (X) +... (2.14) X µ X ν Xρ E podemos vericar que teremos apenas dois coefcientes independentes, a saber, a α ξ α (X) b α µ ξα (X) X µ. (2.15) E também descobrimos o comportamento do tensor métrico nas vizinhanças de X: g µν (X) = η αβ b α µb β ν, (2.16) que pode ser vericado por (2.6). Assim, dados Γ λ µν e g µν em X, o sistema de coordenadas localmente inercial ξ α é parcialmente determinado em ordem de (x X) 2, exceto por uma ambigüidade entre as constantes a α e b α λ. A constante bα é determinada por (2.15) mesmo sob uma transformação de Lorentz: b α λ Λα β bβ λ. Então, a ambigüidade entre as constantes apenas reete o fato que se ξ α são coordenadas localmente inerciais, as coordenadas ξ α = Λ α β ξβ + c α também serão e conseqüentemente, desde que Γ λ µν e g µν determinam o sistema de coordenadas

18 10 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL localmente inercial, mesmo sob uma transformação de Lorentz não homogênea, e lembrando que o campo gravitacional não exerce nenhum efeito sobre esse sistema, poderíamos pensar que todos os efeitos devidos à gravidade estão concentrados nesses dois tensores. No entanto, a eq.(2.13) determina as coordenadas somente para x = X e para pontos na vizinhança. Para determinarmos as coordenadas para qualquer x, são necessárias aproximações mais complexas na série perturbativa, envolvendo derivadas da conexão am Relação entre g µν e Γ λ µν Nosso tratamento da partícula em queda livre tem nos mostrado que a grandeza (campo) que determina a força gravitacional é a conexão am, ao passo que o tempo próprio é determinado pelo tensor métrico. Iremos mostrar agora que o tensor métrico é o potencial gravitacional, isto é, as derivadas do tensor métrico determinam o campo Γ λ µν Primeiramente, derivemos a expressão do tensor métrico com respeito a x λ (Eq.(2.6)): g µν x = 2 ξ α ξ β λ x µ x λ x η ν αβ + ξα 2 ξ β x µ x λ x η ν αβ = [Γ ρ ξ β ξ α λµ x ν x + ξ α ξ β ρ Γρ λν x µ x ]η ρ αβ g µν x = λ Γρ λµ g ρν + Γ ρ λν g ρµ. (2.17)

19 2.1. PRINCÍPIO DE EQUIVALÊNCIA 11 Somemos em ambos os lados a mesma derivada do tensor métrico com µ λ e subtraiamos a mesma derivada com ν λ, com isso, temos: g µν x λ + g λν x µ g µλ x ν = = Γ ρ λµ g ρν + Γ ρ λν g ρµ + Γ α µλg αν + Γ α µνg αλ Γ α νµg αλ Γ α νλg αµ = = 2Γ ρ λµ g ρν. (2.18) Denamos agora uma matriz g νσ como a inversa de g νσ,ou seja,g νσ é tal que g νσ g νρ = δ ρ σ. Assim, Contraindo (2.18) com a identidade acima, obtemos: g νσ ( g µν x λ Γ σ λµ = 1 2 gνσ ( g µν x λ que é chamado Símbolo de Christoel. + g λν x µ g µλ x ν ) = 2Γρ λµ g ρνg νσ + g λν x g µλ ), (2.19) µ xν Uma conseqüência importante da relação entre a conexão am e o tensor métrico é que a equação de movimento da partícula em queda livre mantém a forma do tempo próprio dτ. Da expressão (2.5), vemos que: 1 = g µν dx µ dτ dx ν dτ (2.20) Ou seja, 0 = d dτ [g dx µ dx ν µν dτ dτ ] = g µν dx λ dx µ dx ν x λ dτ dτ dτ + g µν = g µν dx λ dx µ x λ dτ dτ = [ g αβ x λ dx ν dτ g µνγ µ αβ d 2 x µ dx ν dτ 2 dτ + g dx µ µν dτ dx α dx β dx ν dτ g µλγ µ αβ g λνγ ν αβ] dxα dτ dτ dx β dτ d 2 x ν dτ 2 = dx µ dx α dx β dτ Γν αβ dτ dτ = dτ g µν dx λ dτ. (2.21)

20 12 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL O termo entre colchetes é igual a: g αβ x λ 2g µλγ µ αβ = g αβ x λ g βλ x α g αλ x β + g βα x λ. Devido à simetria do tensor métrico e das derivadas de x, a eq.(2.21) se anula, ou seja, g µν dx µ dτ dx ν dτ = C, (2.22) onde C é uma constante do movimento. Por isso, uma vez escolhidas condições iniciais tais que dτ 2 seja dado pela eq.(2.5), temos que C=1 e que ela continua determinando a trajetória da partícula massiva. No caso de uma part ula sem massa, as condições iniciais dizem que C=0 e a equação de movimento será zero ao longo da trajetória, uma vez que o tempo próprio é nulo para essas part ulas. Como ilustração 1, formularemos o movimento da partícula em queda livre como um princípio variacional, vericando que o pincípio de energia mínima continua válido. Assim, seja t o tempo próprio "gasto"pela partícula para "cair"de um ponto A a um ponto B. t = B A dτ dp dp = B A [ g µν dx µ dp dx ν dp ]1/2 dp (2.23) Façamos uma variação na trajetória de x µ (p) para x µ (p) + δx µ (p), xando 1 não é necessária a leitura do m desta seção para entendimento do trabalho.

21 2.1. PRINCÍPIO DE EQUIVALÊNCIA 13 condições de contorno como δx µ (p A ) = δx µ (p b ) = 0 δ( t) = df 1/2 = δ( t) = 1 2 = B A B A 1/2 df df B A δf 1/2 dp = B A df = 1 2 f 1/2 df [ g µν dx µ dp [ 1 g µν dxµ dx ν 2 x λ δxλ dτdτ df 1/2 dp, Calculemos o segundo termo da integral acima: dx ν dp ] 1/2 [ g µν dxµ dx ν x λ δxλ dpdp 2g dδx µ dx ν µν dpdp ]dp = dδx µ dx ν + g µν ]dτ. (2.24) dτdτ dδx µ dx ν = d dxν (δxµ dτdτ dτ dτ ) d2 x ν δxµ dτ 2 B dδx µ dx ν B d dxν g µν, [g µν (δxµ dτdτ dτ dτ + d2 x ν δxµ dτ )]dτ = 2 A = B A A g λν dxν δxλ τ dτ dτ B A δx λ d 2 x ν g λν dτ, (2.25) dτ 2 ressaltando que na última passagem foi feita uma integração por partes e foram usadas as condições de contorno. Substituindo (2.25) em (2.24) temos: δ( t) = B A [ 1 g µν dx µ dx ν 2 x λ dτdτ e lembrando a denição da conexão am, g λν dx σ dx ν x σ dτdτ 1 g µσ 2 x g λµ λ x = 1 g µσ σ 2 x 1 g λµ λ 2 x g σλ σ x = µ d 2 x ν g λν ]dτ, (2.26) dτ 2 = g ρλ Γ ρ µσ. (2.27) Substituindo (2.27) em (2.26) obtemos: δ( t) = B A [ d2 x ν dτ 2 + Γν µσ dx µ dx σ dτdτ ]g λνδx λ dτ, (2.28)

22 14 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL em que o integrando é a equação de movimento da partícula, sendo portanto nulo. δ( t) = 0. Ou seja, uma partícula em queda livre num espaço-tempo curvo mover-se-á de um ponto a outro pelo caminho de menor ou maior comprimento possível, representado pela equação ( d2 x µ dτ 2 + Γ...) = 0. Esses caminhos extremantes são denominados geodésicas e são trajetórias no espaço-tempo (ou seja trata-se do tempo próprio) O Limite Newtoniano 2 Em algumas situações, podemos vercar que a geometria do espaçotempo sofre apenas uma deformação leve com relação à geometria euclidiana. Para vericarmos isso, consideremos uma partícula movendo-se vagarosamente (i.e. v c), numa região com um campo gravitacional estacionário fraco, nesse caso, podemos considerar dxi dτ movimento como: dx0 dτ e aproximar a equação de d 2 x µ dτ + dx 0 dx 0 2 Γµ 00 dτdτ = 0, (2.29) e como consideramos o campo gravitacional como estacionário, as derivadas temporais do tensor métrico anular-se-ão e: Γ µ 00 = 1 2 gµν g 00 x ν. (2.30) 2 A leitura desta seção não é necessária para etendimento do trabalho, podendo ser suprimida.

23 2.1. PRINCÍPIO DE EQUIVALÊNCIA 15 Como estamos também considerando o campo fraco, podemos adotar o sistema de coordenadas cartesiano, com uma pequena perturbação, isto é, g αβ = η αβ + h αβ, com: h αβ η αβ. Disto segue que: Γ α 00 = 1 2 ηαβ h 00 x β + O(h2 ) d 2 x α dτ ηαβ h 00 x β. (2.31) Separarando agora na equação de movimento a parte espacial da parte temporal: d 2 x 0 dτ = 1 h 2 2 η0β 00 x β (dx0 dτ )2 = 1 2 0h 00 ( dx0 dτ )2 = 0. d2 x dτ = ηiβ β h 00 ( dx0 dτ )2 = 1 2 h 00( dx0 dτ )2 d 2 x dt = h 00. (2.32) Da Mecânica Newtoniana, nós sabemos que d 2 x = φ, (2.33) dt2 onde φ é o potencial gravitacional, que a uma distância r do centro de um corpo com simetria esférica e massa M, tem a forma φ = GM r. (2.34)

24 16 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL Comparando-se (2.33) e (2.32), temos 3 : h 00 = 2φ + Cte. (2.35) E, sabemos que a grandes distâncias, o sistema deve obedecer à métrica de Minkowski, ou seja, lim h 00 = 0 (2.36) r e como o potencial também deve anular-se no innito, a constante deve ser zero e h 00 = 2φ, ou seja g 00 = (1 + 2φ). (2.37) O potencial gravitacional na superfície da Terra é da ordem de 10 9, na superfície de uma anã branca, que é um dos objetos mais massivos dos quais podemos tirar dados observacionais, é da ordem de 10 4 [10], ou seja, a distorção provocada na métrica devido à gravidade é em geral muito pequena Dilatação do tempo 4 Considere dois relógios R1 e R2 iguais, sincronizados e parados no campo gravitacional, cujas coordenadas são, respectivamente x e y com relação ao 3 Estamos nos referindo ao potencial adimensional que é a razão entre a energia potencial gravitacional GMm r e a energia de repouso relativística mc 2 4 A leitura desta seção não é necessária para etendimento do trabalho, podendo ser suprimida.

25 2.1. PRINCÍPIO DE EQUIVALÊNCIA 17 centro do campo. Esses relógios, emitem a cada instante xo de tempo um sinal luminoso e cada um tem um observador O1 e O2 que estão respectivamente com R1 e R2. O tempo próprio do relógio R1 é dado por: dτ = ( g αβ dr α dr β ) 1/2 (2.38) = ( g 00 (dr 0 ) 2 2g i0 dr 0 dr i g ij dr i dr j ) 1/2 (2.39) = ( g 00 ) 1/2 dr 0, (2.40) onde o quadrivetor r é um quadrivetor espaço temporal genérico e lembrando que os últimos dois termos na segunda linha são nulos pois os relógios estão parados. De acordo com a expressão acima, O1 medirá o tempo dx 0 entre dois sinais emitidos pelo relógio R1 dado por: dx 0 = dτ, (2.41) (g 00 (x)) 1/2 e analogamente, o tempo medido por O2 entre dois sinais consecutivos emitidos por R2 é dado por: dy 0 = dτ. (2.42) (g 00 (y)) 1/2 Como o campo gravitacional é estático, O2 medirá o mesmo intervalo de tempo entre dois sinais emitidos por R1 que o medido por O2. Ou seja, apenas um relógio é insuciente para medir alguma alteraç ao no tempo devido à gravidade. Mas, se O2, observar o tempo entre dois sinais emitidos

26 18 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL por R2 e depois por R1 e comparar ambos, obterá o seguinte resultado: dyr1/o2 0 g 00 (y) = g 00 (x), (2.43) dy 0 R2/O2 o que indica uma alteração no tempo devido à gravidade. Se aplicarmos as equações acima para calcular o desvio de freqüência observado na Terra de um raio de luz emitido no sol devido a uma transição atômica, vericaremos que a luz sofre um desvio para o vermelho de aproximadamente , ou seja, duas partes por milhão quando comparada com a luz emitida pela mesma transição na Terra. Com isso nós vemos que é muito difícil detectar esse efeito devido ao potencial gravitacional do Sol, pois esse desvio é muito pequeno e pode ser mascarado por outros efeitos como convecção de gases na atmosfera do Sol, temperatura e também devido à rotação do Sol. Fatores que, além de tornar o efeito gravitacional não observável, podem provocar desvios para o azul. Assim, para vericarmos esse efeito, devemos procurar corpos celestes mais densos, como anãs brancas por exemplo, que apresentam desvios para o vermelho mais intensos e não apresentam os problemas do Sol. Porém, as anãs brancas cujas massas podem ser calculadas facilmente são, em sua maioria, sistemas binários e devido à proximidade entre as estrelas componentes, há um grande espalhamento da radiação emitida. Uma exceção é o par Eridani 40 A e B, que estão sucientemente separadas tal que os efeitos de espalhamento não são tão graves[13]. Entretanto, o problema com esta é que seu

27 2.1. PRINCÍPIO DE EQUIVALÊNCIA 19 período de revolução é muito longo e até hoje não se conseguiu determinar a massa de Eridani 40 B com boa acurácia. Alguns cálculos 5 mostram um desvio ν/ν = (7±1).10 5, o que já está a uma ordem de grandeza melhor em comparação ao desvio apresentado pelo Sol, mas ainda é um resultado insatisfatório Forma matricial da métrica O tensor métrico g µν e a métrica de Minkowski η µν podem ser expressos sob a forma matricial: g = D T ηd. (2.44) Onde D é uma matriz denida por, D αµ ξα x µ (2.45) D T µα = D αµ. (2.46) E essa matriz por denição não é singular, uma vez que a transformação do referencial da partícula para o referencial do laboratório não apresenta singularidade. Assim, existe uma matriz D 1 tal que (D 1 D) µν = xµ ξ α ξ α x ν = δµ ν Det(D) 0. (2.47) 5 Usando a aproximação g = 1 + 2φ mostrada na seção anterior, para a Terra e para Eridani 40B

28 20 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL Uma transformação como a do tensor métrico, onde D tem um determinante não nulo, é chamada de congruência. Importante salientar que, embora o tensor métrico se relacione com a métrica de Mikowski por uma congruência, não signica que os autovalores do tensor métrico sejam os mesmos do tensor de Minkowski. Contudo, há um teorema chamado Lei de Sylvester da inércia o qual mostra que o número de autovalores positivos, negativos ou nulos não se altera sob uma transformação de congruência. Ou seja, o tensor métrico deve ter três autovalores positivos (ou negativos), um negativo (ou positivo) e nenhum autovalor nulo e é esta propriedade que distingüe o espaço-tempo de (3+1)dimensões de um espaço de 4 dimensões espaciais, ou de um espaçotempo (2+2)dimensões.

29 2.2. PRINCÍPIO DE COVARIÂNCIA GERAL Princípio de Covariância Geral Na seção anterior, vimos que o princípio da equivalência nos permite descobrir os efeitos da gravitação num determinado sistema físico e poderíamos continuar com este "ansatz", porém há um método mais elegante e conciso e com mesmo conteúdo físico. Este método é baseado numa forma alternativa do princípio da equivalência e é chamado Princípio da Covariância Geral. Esse princípio diz que na presença de um campo gravitacional arbitrário, a equação de um dado processo físico mantém sua forma se: (1)- Ela mantém sua forma na ausência de gravidade (i.e. a equação está de acordo com os princípios da relatividade especial). (2)- A equação é covariante, i.e. ela preserva sua forma sob uma mudança de sistema de coordenadas x µ x µ. Para vermos que o princípio de covariância vem do princípio da equivalência, consideremos uma região do espaço com um campo gravitacional arbitrário e que nessa região, haja uma equação física que satisfaz o princípio da covariância Então, de acordo com (2), a equação é verdadeira em qualquer sistema de coordenadas se ela o for em um dado. Considerando um ponto qualquer do espaço de acordo com o princípio da equivalência, podemos escolher um referencial localmente inercial, onde os efeitos de curvatura causados pela gravidade são nulos e a equação mantém sua forma nesse sistema (requisito (1)) e por (2), ela manterá sua forma em todos os demais.

30 22 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL Vetores e Tensores Vetores e Tensores (ou simplesmente tensores) são objetos que possuem uma lei de transformação bem denida sob uma mudança de coordenadas. O mais simples deles chama-se escalar ou tensor de ordem 0, o qual é invariante sob uma mudança de coordenadas. O próximo em escala de diculdade 6, é o tensor de primeira ordem ou vetor, que pode ser contravariante ou covariante. Um vetor contravariante é o vetor cuja lei de transformação é: V µ (x ) = x µ x ν V ν (x). (2.48) E um vetor covariante é o vetor cuja lei de transformação é: U µ(x ) = xν x µ U ν(x). (2.49) Podemos generalizar esses conceitos para tensores de ordem n. Por exemplo: T ρ µν (x ) = x µ x ν x γ x α x β x ρ T αβ γ (x), (2.50) assim, sem grandes diculdades, conseguimos vericar que a métrica g µν também é um tensor, bem como a sua inversa g µν. 6 Há objetos intermédiários entre os escalares e os vetores, chamados de pseudoescalares que são objetos que não seguem a lei de transformação dos vetores, mas que mudam de sinal dependendo do sistema de referência. Um exemplo de pseudo-escalar é o objeto ɛ ij i A j em (2+1) dimensões.

31 2.2. PRINCÍPIO DE COVARIÂNCIA GERAL Densidades Tensoriais Consideremos o determinante do tensor métrico g det(g µν ). De acordo com o exposto acima, vemos que o tensor métrico num sistema de coordenadas x µ pode ser escrito de acordo com (2.50): g µν = xρ x g x σ µ ρσ. (2.51) x ν Calculando o determinante de ambos os lados da equação matricial acima, temos que g = x x 2 g = x x 2 g, (2.52) onde x é o jacobiano da transformação x µ x µ. Um objeto que se x transforma como um escalar, exceto por um fator multiplicativo que é uma potência do jacobiano, é chamado densidade escalar. Um objeto de ordem n que se transforma como um tensor, exceto por um fator multiplicativo que é uma potência do jacobiano é chamado densidade tensorial e o expoente do jacobiano é chamado peso da densidade tensorial. Por exemplo, o determinante da métrica é uma densidade de peso -2. Uma propriedade útil é que dada uma densidade tensorial de peso P, este pode expresso como um tensor ordinário com um fato extra g P/2. A importância desses objetos vem de um teorema do cálculo integral (teorema de Fubini), que diz que sob uma mudança do sistema de coordenadas, o elemento de volume d 4 x transforma-se

32 24 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL da seguinte maneira: d 4 x = x g x d4 x = g d4 x. (2.53) Ou seja, gd 4 x é um elemento de volume invariante sob transformações de coordenadas Transformação da Conexão Am Veremos agora que a conexão am não é um tensor. Para vericarmos isso, seja Γ λ µν a conexão am sob uma mudança do sistema de coordenadas. Partindo de (2.19) e da denição de tensores, veremos que Γ λ µν = x λ x σ x τ x ρ x ν x µ Γ ρ στ + x λ 2 x ρ x ρ x µ xν, (2.54) onde o segundo termo à direita da equação acima deveria ser zero se a conexão am fosse um tensor Derivada Covariante Seja V µ um vetor contravariante, isto é: V µ = x µ x ν V ν (2.55) Derivando com respeito a x λ, temos: V µ x λ = x µ x ν x ρ x λ V ν x ρ + 2 x µ x ν x ρ x ρ x λ V ν, (2.56)

33 2.2. PRINCÍPIO DE COVARIÂNCIA GERAL 25 assim, vericamos que este objeto não é um tensor, ou seja derivadas de tensores não são necessariamente tensores. Porém podemos construir um tensor (isto é, um objeto covariante) com a derivada que calculamos. De fato, de (2.54) e de (2.55), temos que: V µ x + λ Γ µ λκ V κ = x µ x ρ ν ( V x ν x λ x + ρ Γ ν ρσv σ ) (2.57) Com isso nós denimos a Derivada covariante, que é representada por V µ ;λ = V µ x λ + Γ µ λσ V σ e que satisfaz a equação de transformação: V µ ;λ x µ x ρ x ν x V ;ρ. ν (2.58) λ A derivada covariante de um tensor T de ordem n com relação a x ρ é feita como segue: 1. Calcula-se T ::: / x ρ ; 2. Para cada índice contravariante µ, adiciona-se um termo Γ µ νρ, multiplicado por T com µ trocado por ν; 3. Para cada índice covariante λ, subtrai-se um termo Γ κ λρ, multiplica por T com λ trocado por κ. Podemos vericar que a derivada covariante de um tensor de ordem n é um tensor de ordem n+1. A importância da derivada covariante está em duas de suas propriedades, a saber, ela transforma tensores em outros tensores e ela se reduz à derivada ordinária para uma região sem gravidade. Com

34 26 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL isso, podemos fazer o seguinte raciocínio para descobrirmos os efeitos da gravitação sobre um dado sistema físico: Escrever as equações do processo físico no referencial localmente inercial, mudar η µν por g µν, e mudar todas as derivadas ordinárias por derivadas covariantes. As equações resultantes serão covariantes e verdadeiras na ausência de gravidade (ou em outras palavras, no referencial localmente inercial) e, de acordo com o princípio da covariância, serão verdadeiras em qualquer referencial com campo gravitacional arbitrário, lembrando que isso vale para pequenas escalas quando comparadas com a escala de variação típica do campo gravitacional Transporte paralelo Consideremos um tensor T (τ), denido apenas sobre a curva x µ (τ). Para tensores desse tipo poderíamos falar em diferenciação ao longo da curva na qual o tensor está denido. Por exemplo, consideremos um vetor contravariante A µ (τ), da µ (τ) dτ = d dτ ( x µ x ν Aν (τ)) = x µ da ν x ν dτ + 2 x µ dx λ x ν x λ dτ Aν (τ). (2.59) Ou seja, a derivada do vetor com respeito a parâmetro τ não é um vetor, devido ao termo não homogêneo (segundo termo) apresentado na eq.(2.59), analogamente ao que ocorreu quando escrevemos a transformação da conexão am. Assim, somos levados novamente a denir uma derivada covariante de

35 2.2. PRINCÍPIO DE COVARIÂNCIA GERAL 27 A µ (τ) ao longo da curva x µ (τ) por DA µ (τ) Dτ daµ dτ + 2 x µ dx λ x ν x λ dτ Aν = daµ dτ + dx λ Γµ νλ dτ Aν. (2.60) De fato, temos que: DA (τ) Dτ = da µ dτ + Γ µ dx λ νλ dτ A ν = d dτ ( x µ x ν Aν (τ)) + Γ µ νλ dx λ dτ x µ x ν Aν (τ), (2.61) que, comparando com a Eq. (2.60): DA µ (τ) Dτ = x µ x ν DA ν Dτ. (2.62) Ou seja, vericamos que a derivada covariante de um vetor, ao longo de τ, também é um vetor e, analogamente, denimos a derivada covariante de um vetor covariante B µ (τ): DB µ Dτ = db µ dτ dx ν Γλ µν dτ B λ. (2.63) De acordo com (2.62) e (2.63), a derivada covariante de um tensor genérico ao longo de uma curva sobre a qual ele está denido pode ser calculada de forma semelhante ao cálculo da derivada covariante geral. Por exemplo, seja um tensor genérico T µ ν, DT µ ν Dτ = dt ν µ dτ + dx λ Γµ λρ dτ T ν ρ Γ σ dx λ λν dτ T σ, µ (2.64)

36 28 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL que, fazendo as devidas simplicações, chegamos à expressão anterior em termos da derivada covariante (2.65) DT µ ν Dτ = x µ x ρ x σ DT σ ρ x ν Dτ. (2.66) Ao calcularmos a derivada de um tensor T ao longo do caminho τ, dizemos que T sofreu um transporte paralelo sobre τ

37 2.3. TETRADAS Tetradas Como já vimos, a métrica é dada por g µν (x) = V α µ(x)v β ν(x)η αβ, (2.67) com V α µ ξα (x) x µ e vericamos que ao fazermos a mudança x µ x µ, temos V α µ(x) V α µ (x ) = ξα (x ) x µ = ξα (x) x µ = ξα (x) x ν x ν xν = x µ x V ν(x). α (2.68) µ Assim, vemos que V α µ forma 4 quadrivetores covariantes ao invés de um tensor e este conjunto de vetores covariantes é chamado de tetrada ou vierbein. Podemos entender isso a partir do postulado de Gauss mencionado anteriormente, ou seja, em cada ponto podemos denir um espaço tangente no qual vale a métrica de Minkowski e a relatividade especial. Isso nos permite escrever os espinores num espaço-tempo curvo. Consideremos agora um vetor contravariante A µ (x), podemos usar as tetradas para relacionar x ao sistema localmente inercial ξ α x : A µ (x ) = x µ x ν Aν (x) = x µ ξ α ξ α x ν Aν (x) = x µ ξ α V α νa ν (2.69) e se denirmos A µ V α µa µ A µ = x µ ξ α ( Aν ) (2.70) B α β = V α µv ν β B µ ν (2.71)

38 30 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL onde, V ν β = η αβ g µν V α µ, temos: g µν = V α µv β νη αβ g µσ g µν = V α µv β νη αβ g µσ δν σ = V β σ V ν. β (2.72) Uma derivada ordinária é certamente um vetor com respeito à transformação geral de coordenadas, no sentido que, sob uma transformação de coordenada x x, ela se transforma de acordo com a regra: x µ xν = x µ x µ x ν. (2.73) Se todos os campos que aparecem na ação forem escalares e sabendo que sempre há derivada de campos na ação, não haveria índice contravariante para contrair com o índice covariante µ. Então, para fazer da ação um escalar, é necessário introduzir a tetrada V µ α V µ α ψ(x) Λ β x µ α (x)v µ β (x) [D(Λ) ψ(x)], x µ = Λ β α (x)v µ β (x)[d(λ) x ψ(x) + ( D(Λ)) ψ(x)], (2.74) µ x µ em que Λ β α é o elemento da matriz de transformação de Lorentz e D(Λ) é uma matriz de representação do grupo de Lorentz. Contudo, o que precisamos é incorporar derivadas na ação sob a forma de um operador, que não só é um escalar como também é um vetor de Lorentz no sentido que, para uma transformação dependente da posição Λ α β (x), D α ( ψ(x)) Λ β α (x)d(λ(x))d β ψ(x) (2.75)

39 2.3. TETRADAS 31 Ansatz: D α V α [ + Γ x µ µ ], com Γ µ 1 2 σαβ V α ν (x)v βν;µ = V α µ µ i 4 σbc ω bcµ. Onde ω bcµ é a chamada conexão de spin e assim, vemos que a ação pode ser escrita, segundo esse formalismo, como: S = d 4 x gv µ a U a µ, (2.76) onde U µ a em geral contém derivadas e pode ser entendido como a lagrangeana neste formalismo. Como um exemplo, vejamos a equação de Dirac num espaço-tempo curvo. Considerando a equação de Dirac no sistema de coordenadas local ξ a : γ a a ψ + imψ = 0 (2.77) e como vimos, a derivada covariante muda, assim como as matrizes de Dirac, devido à diculdade na representação dos espinores num espaço curvo. Por isso, faz-se necessário o uso das tetradas, ou seja, substituimos a por V µ a D µ, onde D µ é a derivada covariante com respeito ao sistema x µ. Assim, chegamos à Equação de Dirac num espaço-tempo curvo γ a V µ ad µ Ψ + imψ = 0 (2.78) Por estarmos num espaço curvo, usamos a tetrada para podermos representar os espinores e a derivada covariante também é modicada, sendo escrita como: D µ. = µ i 4 η acω c bµσ ab, (2.79)

40 32 CAPÍTULO 2. INTRODUÇÃO À RELATIVIDADE GERAL em que σ ab é o comutador das matrizes de Dirac e ω c bµ é a chamada conexão de spin, denida como: ω c bµ. = V c ν µ V ν b + V c νv σ b Γ ν σµ (2.80) mantendo assim a mesma estrutura da equação do espaço-tempo plano.

41 Capítulo 3 Férmions num Campo de Calibre 3.1 O Campo de Calibre de Chern-Simons Como sabemos, a teoria de Maxwell é denida por meio do campo fundamental A µ, sendo a sua lagrangiana L M = 1 4 F µνf µν A µ J µ, (3.1) expressa por meio do tensor de campo eletromagnético (também chamado de curvatura em analogia à teoria da Gravitação) F µν µ A ν ν A µ e pela corrente de matéria J µ, que é conservada. A lagrangiana de Maxwell, como já sabemos, é invariante por transformações de calibre dos campos A µ A µ + µ Λ e conseqüentemente as equações de movimento µ F µν = J ν (3.2) 33

42 34 CAPÍTULO 3. FÉRMIONS NUM CAMPO DE CALIBRE também o serão. Como podemos vericar facilmente, a teoria de Maxwell pode ser denida em um espaço de dimensão arbitrária, apenas modicando o alcance do índice do campo básico A µ indo de 0 a (d-1). Num espaço-tempo d-dimensional, e essa mudança não muda a forma da lagrangiana tampouco das equações de movimento, mudando apenas o numero de campos básicos que há para determinado espaço-tempo 1. Assim, vemos que a mudança mais signicativa é devida ao campo magnético comportar-se como um pseudoescalar B = ɛ ij i A j num espço-tempo tridimensional e não existe num espaço-tempo bidimensional. Uma teoria de calibre que apresenta algumas diferenças com relação à teoria de Maxwell num espaço-tempo de (2+1)D é a teoria de Chern-Simons, que é descrita pela lagrangiana L CS = σ 2 ɛµνρ A µ ν A ρ A µ J µ. (3.3) Há vários comentários a se fazer a respeito desta Lagrangiana. Primeiro, não é uma lagrangiana invariante de calibre pois ela envolve o próprio campo A µ ao passo que a teoria de Maxwell envolve apenas o tensor de campo F µν. Contudo, sob uma transformação de calibre, a lagrangiana de Chern- Simons muda apenas por uma derivada total, ou seja, se ignorarmos termos 1 como o tensor de campo é antisimétrico, o número de campos básicos independentes num espaço d-dimensional será 1 2d(d 1)

43 3.2. PROPAGADOR DE MAXWELL-CHERN-SIMONS 35 de borda, a ação de Chern-Simons preserva a invariância de calibre. Segundo, a lagrangiana de Chern-Simons tem derivadas espaço-temporais de primeira ordem, no lugar de um d'alembertiano como na teoria de Maxwell. Essas duas características nos mostram que a teoria de Chern-Simons apresenta diferenças signicativas com relação à teoria de Maxwell. A principal delas podemos ver nas equações de movimento que seguem de (3.3) ρ = σb J i = σɛ ij E j. (3.4) A primeira equação nos diz que o campo mangético é localmente proporcional à densidade de carga e a segunda que o campo elétrico é localmente proporcional à densidade de corrente, o que é uma diferença drástica com relação ao modelo de Maxwell. 3.2 Propagador de Maxwell-Chern-Simons 2 Como já é conhecido da lagrangiana de Maxwell, o cálculo do propagador requer a introdução de um termo de xação de calibre para que o propagador seja determinado de maneira unívoca. Consideremos agora a lagrangiana de Maxwell-Chern-Simons com um termo de xação de calibre do 2 Não é necessária a leitura desta seção para entendimento do trabalho. Trata-se apenas de uma ilustração.

44 36 CAPÍTULO 3. FÉRMIONS NUM CAMPO DE CALIBRE tipo 1 2ξe 2 ( µ A µ ) 2 L MCS = 1 4e F µνf µν + σ 2 2 ɛµνρ A µ ν A ρ 1 2ξe ( µa µ ) 2 (3.5) 2 S = d 4 x[ 1 2e ( µa 2 ν µ A ν µ A ν ν A µ )] + σ 2 ɛµνρ A µ ν A ρ 1 2ξe µa µ 2 ν A ν. (3.6) A ação pode ser calculada por integração por partes, desprezando os termos de superfície S = = d 4 x 1 2e 2 (Aµ g µν A ν A µ ν µ A ν ) + σ 2 ɛ µνρa µ ρ A ν 1 2ξe 2 Aµ µ ν A ν d 4 xa µ [ 1 2e 2 (g µν ν µ ) + σ 2 ɛ µρν ρ + 1 2ξe 2 µ ν ]A ν, (3.7) lembrando que o termo entre colchetes é o núcleo da ação e o propagador, que é uma função de Green, pode ser calculado pela identidade: O µν (x) να (x y) = iδ α µδ 3 (x y) (3.8) ( g µν e 2 µ ν e 2 + σɛ µρν ρ + 1 2ξe 2 µ ν ) να (x y) = iδ α µδ 3 (x y).(3.9) Aplicando a transformada de Fourier sobre o propagdor να (x y) = (dk) να (k)e ik(x y) (3.10) ou seja, µ να (x y) = (dk)ik µ να (k)e ik(x y). (3.11) Assim, escrevemos a expressão 3.9 no espaço dos momentos: (dk)e ik(x y) ( g µνk 2 e 2 + k µk ν + iσɛ e 2 µρν k ρ 1 2ξe k µk 2 ν ) να (k) = iδµ α (dk)e ik(x y) (3.12)

45 3.2. PROPAGADOR DE MAXWELL-CHERN-SIMONS 37 e como as integrais são iguais, os integrandos também são, portanto ( g µνk 2 e 2 + k µk ν e 2 + iσɛ µρν k ρ 1 2ξe 2 k µk ν ) να (k) = iδ α µ. (3.13) Agora, para o cálculo do propagador, usaremos um ansatz geral, isto é, να (k) = Ag να + Bk ν k α + Cɛ νλα k λ, ( g µνk 2 e 2 + k µk ν e 2 + iσɛ µρν k ρ 1 2ξe 2 k µk ν ).(Ag να + Bk ν k α + Cɛ νλα k λ ) = iδ α µ Ak2 e 2 δα µ Bk2 k µ k α Ck2 k λ g µν ɛ νλα e 2 e 2 +(1 1 2ξ )[Ak µk α e 2 + Bk2 k µ k α e 2 + Cɛνλα k µ k ν k λ ] + iσag να ɛ e 2 µρν k ρ + iσbk ν k α k ρ ɛ µρν +iσcɛ νλα ɛ µρν k λ k ρ = iδ α µ. (3.14) Com isso chegamos a três equações e três incógnitas, a saber, Ak2 e 2 iσck 2 = i, (3.15) ( Bk2 2ξe 2 + (1 1 2ξ )A e 2 + iσc)k µ k α = 0, (3.16) (iσa k2 C e 2 )g µνɛ νλα k λ = 0. (3.17) O sistema acima pode ser resolvido por substituição A = ie2 k 2 iσe2 C (3.18) iσ( ie2 k 2 + ie2 σc) k2 C e 2 = 0 (3.19) C(e 2 σ 2 k2 e 2 ) + e2 σ k 2 = 0 (3.20) C( k2 e 2 e2 σ) = e2 σ k 2 (3.21) σ(e 4 ) C = k 2 (k 2 (σe 2 ) 2 ). (3.22)

46 38 CAPÍTULO 3. FÉRMIONS NUM CAMPO DE CALIBRE Substituindo nas equações anteriores, achamos os valores de A e B, ie 2 k 2 A = k 2 [k 2 (σe 2 ) 2 )], (3.23) ie 4 B = k 2 [k 2 (σe 2 ) 2 ] 2iξe2, k 4 (3.24) chegando portanto à expressão do propagador no espaço dos momentos: να (k) = ie 2 [ k2 g να e 2 k ν k α + iσe 2 ɛ νλα k λ k 2 [k 2 (σe 2 ) 2 ] + 2ξkν k α k 4 ]. (3.25) Na expressão do propagador, vemos que ele possui um pólo em k 2 = (σe 2 ) 2 semelhantemente ao que ocorre para campos massivos. Por isso, o modelo de MCS é por vezes chamado de "topologicamente massivo", com a massa topológica igual a σe 2.

47 3.3. INDUÇÃO DE CHERN-SIMONS EM (2+1)D NA TEORIA DE CALIBRE Indução de Chern-Simons em (2+1)D na Teoria de Calibre Informações úteis O símbolo tr D indica o traço sobre as matrizes de Dirac e o símbolo tr indica o traço sobre os índices internos do grupo de Lie. (dk) =. d 3 k (2π) 3 (3.26) Integrações sobre o parâmetro s: 1. 0 ds e m2s = π1/2 s 1/2 m 2. dss 1/2 e m2s = π1/2 2 m 3.

48 40 CAPÍTULO 3. FÉRMIONS NUM CAMPO DE CALIBRE Integrais no espaço dos momentos: 3 1. (dk)e k2 = 1 8π 3/2 2. (dk)k µ k ν e k2 = gµν 16π 3/2. Escolheremos a métrica como g µν diag(1, 1, 1) e lembrando que as matrizes de Dirac devem satisfazer a álgebra: {γ µ, γ ν } 2g µν. Assim, escolhemo-las como γ 0 σ 2 = 0 i i 0, γ1 iσ 1 = Em conseqüência disto, temos que: 0 i i 0, γ2 iσ 3 = i 0 0 i. 1. tr(γ µ γ ν γ ρ ) = 2iɛ µνρ 2. γ µ γ ν = 2g µν γ ν γ µ 3. γ µ γ σ γ µ = γ σ Consideremos agora o sistema de um campo fermiônico acoplado a um campo de calibre externo. A lagrangiana de interação é dada por L = ψ( D m)ψ = ψ[γ µ (i µ ea µ ) m]ψ (3.27) A ação efetiva Γ eff em 1 laço é denida por [2]: e iγ eff (A) = N D ψdψ e i R ψ( D m)ψd 3x, (3.28) 3 Vide apêndice E

49 3.3. INDUÇÃO DE CHERN-SIMONS EM (2+1)D NA TEORIA DE CALIBRE 41 onde N é uma constante de normalização a ser escolhida de modo que Γ eff (A = 0) = 0 e D =. γ µ D µ é a derivada covariante, D µ = µ iea µ. Assim, integrando nos campos fermiônicos (variáveis de Grassmann 4 ), temos: e iγ eff = N det( D m), (3.29) isto é: Γ eff = iln[n det( D m)] = it r[ln(i e A m) ln(i m)].(3.30) Na expressão acima, T r representa o traço sobre as matrizes de Dirac 5, sobre os índices do grupo de Lie de calibre e sobre a integração no espaço coordenado. Desenvolvendo a expressão acima, temos [ ] i e A m Γ eff = it rln i m { [ ] [ ]} i e A m i m it r ln + ln, i m i m Γ eff = it r {ln[(i e A m)( i m)] ln[(i m)( i m)]}, = it r { ln[ + ie A + em A + m 2 ] ln[(i m)( i m)] }. (3.31) Uma solução para (3.31) pode ser escrita sob a forma de uma integral sobre um parâmetro S: Γ ds eff = it r[ 0 s exp[ s( + ie A em A)]e m2s + cte]. (3.32) 4 vide apêndice A 5 vide apêndice B para demonstração da identidade acima

50 42 CAPÍTULO 3. FÉRMIONS NUM CAMPO DE CALIBRE Usualmente, S é chamado de tempo próprio de Schwinger por analogia com um desenvolvimento semelhante feito por Schwinger [12] para calcular o propagador do elétron em presença de um campo externo A µ (x). Lembrando que o traço de um operador é dado por: T ro =. tr D tr d 3 x x O x x=x. (3.33) Aplicaremos isso à equação (3.32) 6, obtendo Γ eff = it r{ d 3 x ds (dk) 0 s exp[ s[( µ + ik µ )( µ + ik µ ) +ie A( + i k) + em A + m 2 ]]1 Γ eff = it r d 3 ds x (dk) s e sm2 e sk2 0 exp[ s( + 2ik. + ie A e A k + em A)]1. (3.34) O que faremos agora é expandir a exponencial acima até terceira ordem para obtermos os termos induzidos de Chern-Simons. Desenvolvimento do expoente de (3.34) 1 s( + 2ik. + ie A e A k + em A)1 + s2 ( + 2ik. + ie A e A k + em A)( + 2ik. + ie A e A k + em A)1 2 s3 ( + 2ik. + ie A e A k + em A). 3! ( + 2ik. + ie A e A k + em A)( + 2ik. + ie A e A k + em A) vide apêndice C (3.35)

51 3.3. INDUÇÃO DE CHERN-SIMONS EM (2+1)D NA TEORIA DE CALIBRE 43 Em primeira ordem, os termos anulam-se pois têm derivadas aplicadas ao operador 1. Assim, para segunda ordem, temos: s 2 ( + 2ik. + ie A e A k + em A)( A)(m k)e.1. (3.36) 2 Eliminando os termos ímpares em k e os que nao dão contribuições para o termo bilinear de Chern-Simons da expressão acima, temos: E em terceira ordem, temos: s 2 2 (ie2 m A A). (3.37) s3 3 ( + 2ik. + ie A e A k + em A)(2imekµ ( µ A) 2iek µ ( µ A) k + ie 2 m A A ie 2 A( A) k e 2 A k Am + e 2 A k A k + e 2 m 2 A A e 2 m A A k).1 (3.38) e obtemos os seguintes termos do tipo Chern-Simons: s3 3 e3 m( A k A k A+ A k A A k+ A A k A k + m 2 A A A) (3.39)

52 44 CAPÍTULO 3. FÉRMIONS NUM CAMPO DE CALIBRE Cálculo do termo bilinear Inserindo (3.37) na expressão da ação efetiva (Eq.(3.32)), temos: Γ (2) eff = e2 m d 3 ds xt r (dk) A A s2 0 s 2 es(k2 m2 ) = e 2 m d 3 xt r ds s 0 2 e sm2 (dk)e sk2 A A e 2 m d 3 xt r ds s (dk) 0 2 e sm2 ek2 A A s3/2 = e 2 m d 3 ds 1 xt r e sm2. A A 0 2s1/2 8π3/2 = e2 m d 3 xtrtr D (γ µ γ ν γ ρ )A µ ν A ρ 16π m = ie2 m 8π m ɛµνρ d 3 xtr(a µ ν A ρ ). (3.40) Onde utilizamos as integrais dadas no início do capítulo para s e k. Cálculo do termo trilinear Os termos trilineares são dados pela (3.39) aplicados à denição da ação efetiva (3.32). Faremos o càlculo explícito do primeiro termo Γ (3) eff(a) ie 3 m 3 3! tr D tr = ie3 m 3 trtr D 3! = ie3 m 3 tr D tr 3! = ie3 m 3 tr D tr 3! = ie3 m 3 tr D tr 3! ie 3 m 3 48 m 3 π iɛµνρ tr d 3 x d 3 x d 3 ds x (dk) A A As 3 e s(k2 m 2 ) 0 s dss 2 e sm2 (dk)e sk2 A A A 0 0 (dk) dss 2 e sm2 ek2 A A A s3/2 dss 1/2 e sm2 (γ µ γ ν γ ρ 1 )A µ A ν A ρ d 3 x 0 8π 3/2 pi d 3 x(2iɛ µνρ A µ A ν A ρ 16 m 3 π ) 3/2 d 3 xa µ A ν A ρ = e3 m 48π m ɛµνρ d 3 xa µ A ν A ρ.(3.41)

53 3.3. INDUÇÃO DE CHERN-SIMONS EM (2+1)D NA TEORIA DE CALIBRE 45 Calculando de forma análoga os demais termos, chegamos à parte trilinear da ação efetiva Γ (3) = e3 m 12π m ɛµνρ d 3 xa µ A ν A ρ, (3.42) que combinando com o termo bilinear, nos dá a expressão da ação efetiva Γ eff = 1 m 8π m ɛµνρ tr d 3 x(ie 2 A µ ν A ρ 2e3 3 A µa ν A ρ ), (3.43) como obtida em [16]. Isto nos indica que a interação de férmions com um campo de calibre num espaço bidimensional gera termos do tipo Chern- Simons e portanto os quanta do campo de calibre podem ter massa.

54 46 CAPÍTULO 3. FÉRMIONS NUM CAMPO DE CALIBRE

55 Capítulo 4 Indução de Chern-Simons em (3+1)D 4.1 Teoria de Calibre Convenções Adotadas 1. ( α A) indica que a derivada age somente sobre o argumento A. 2. O elemento de volume no espaço dos momentos, i.e. d 4 k (2π) 4 será representado por (dk). 3. O produto interno entre dois vetores a e b é representado por (a,b). 4. A métrica é escolhida como η µν. = diag(1, 1, 1, 1). 47

56 48 CAPÍTULO 4. INDUÇÃO DE CHERN-SIMONS EM (3+1)D 5. Seja O um operador. O traço sobre o espaço coordenado desse operador, é denido por: tr(o). = d 4 x x O x x=x = d 4 xoδ 4 (x x ) x=x. 6. Algumas integrais úteis 1 : 0 (dk)e sk2 = i 16π 2 s 2 (dk)e sk2 k µ k ν = (dk)e sk2 k µ k ν k λ k ρ = i 32π 2 s 3 η µν i 64π 2 s 4 [η µνη λρ + η µλ η νρ + η µρ η λν ] dse sm2 s z 1 = Γ(z) m 2z (4.1) 7. As matrizes de Dirac têm a seguinte representação γ 0 = σ σ 0, γj = 0 σ j σ j A matriz γ 5 é tal que {γ µ, γ 5 } = Índices referentes ao espaço tangente são representados por letras latinas minúsculas e os índices referentes ao espaço-tempo são representados por letras gregas minúsculas Cálculo do Termo Induzido O ponto de partida do nosso estudo é o problema de férmions acoplados com um campo de calibre e também com um campo de fundo b µ γ 5 que quebra 1 Para o cálculo explícito das tres primeiras integrais, vide apêndice E

57 4.1. TEORIA DE CALIBRE 49 a simetria de Lorentz. Assim, a lagrangiana é dada por: L = ψ( D m bγ 5 )ψ = ψ[γ µ (i µ ea µ b µ γ 5 ) m]ψ. (4.2) e aqui A µ = A a µt a, onde T a são os geradores de algum grupo de Lie, satisfazendo as relações tr(t a T b ) = δ ab e [T a, T b ] = if abc T c. Antes de prosseguirmos com os cálculos, discutiremos brevemente sobre a violação da simetria de Lorentz, induzida pela presença de um campo vetorial clássico (campo de fundo ou éter), permeando todo o espaço. A existência de tal campo daria uma direção preferencial, quebrando a isotropia do espaço tempo proposta na bem sucedida relatividade restrita. Esta idéia ganhou uma atenção especial devido ao fato de que, em um processo de transição de fase, é natural que apareça um campo escalar de fundo não-nulo resultante quando o sistema físico atinge o estado de mínima energia. No caso da simetria de Lorentz, esse valor esperado seria de um campo vetorial ou tensorial, como proposto por Alan Kostelecky [1]. No contexto do modelo padrão das partículas elementares esta quebra explicaria o surgimento de massa nas partículas elementares [11]. Atualmente, há varios trabalhos propondo a quebra da simetria de Lorentz, introduzindo um campo de fundo, sob a forma de um quadrivetor constante no espaço, na lagrangiana de interação (quebra da simetria de Lorentz no contexto da Teoria de Campos). Este campo de fundo seria proveniente da quebra de alguma simetria interna do sistema [1, 4]. Voltando ao nosso cálculo, como o termo induzido de Chern-Simons vem da

58 50 CAPÍTULO 4. INDUÇÃO DE CHERN-SIMONS EM (3+1)D ação efetiva na aproximação de um laço, denamos Γ eff como e iγ eff. = D ψdψexp{i ψ( D m bγ 5 )ψd 4 x} Γ eff = iln[n det( D m bγ 5 )] = in T rln( D m bγ 5 ), onde T r =. tr D tr coord tr Lie indica o traço sobre as matrizes de Dirac, sobre os índices do grupo bem como o traço sobre o espaço coordenado e dos momentos e N é uma constante de normalização escolhida de tal modo que Γ eff (A = 0) = 0. Com isso, temos: N = it rln(i m bγ 5 ). (4.3) Assim, a ação efetiva na aproximação de um laço é [ ] { [ ] [ ]} D m bγ 5 D m bγ 5 i + m+ bγ 5 Γ eff = it rln = it r ln + ln i m bγ 5 i m bγ 5 i + m+ bγ 5 = it r { ln[( D m bγ 5 )(i + m+ bγ 5 )] ln[(i m bγ 5 )(i + m+ bγ 5 )] }. (4.4) O segundo termo será desprezado, pois ele não dá contribuições à indução de Chern-Simons. Com isso, temos: Γ eff = it rln[ ie A me A (e A + 2m) bγ 5 + 2i(b. )γ 5 b 2 m 2 ], (4.5)