정의
민코프스키 공간 위의 스칼라장
ϕ
{\displaystyle \phi }
의 이론을 생각하자. 이 이론이 만약 다음과 같은 갈릴레이 변환
ϕ
(
x
)
↦
ϕ
(
x
)
+
a
+
b
μ
x
μ
{\displaystyle \phi (x)\mapsto \phi (x)+a+b_{\mu }x^{\mu }}
에 대하여 불변이라면, 스칼라장
ϕ
{\displaystyle \phi }
를 갈릴레온 이라고 한다.
작용
D
{\displaystyle D}
차원의 시공간에 존재하는 갈릴레온
ϕ
{\displaystyle \phi }
의 작용은 일반적으로 다음과 같은 꼴이다.
L
=
∑
n
=
0
D
α
n
+
1
ϕ
ϵ
μ
1
…
μ
D
ϵ
ν
1
…
ν
D
∏
i
=
1
n
∂
μ
1
∂
ν
i
ϕ
∏
j
=
n
+
1
D
g
μ
i
ν
i
=
D
!
α
0
ϕ
+
(
D
−
1
)
!
α
1
ϕ
(
∂
ϕ
)
2
+
(
D
−
2
)
!
α
2
ϕ
(
(
∂
2
ϕ
)
(
∂
2
ϕ
)
−
(
∂
μ
∂
ν
ϕ
)
(
∂
μ
∂
ν
ϕ
)
)
+
⋯
+
δ
ν
1
…
ν
D
μ
1
…
μ
D
(
∂
μ
1
∂
ν
2
ϕ
)
⋯
(
∂
μ
D
∂
ν
D
ϕ
)
{\displaystyle {\mathcal {L}}=\sum _{n=0}^{D}\alpha _{n+1}\phi \epsilon ^{\mu _{1}\dotso \mu _{D}}\epsilon ^{\nu _{1}\dotso \nu _{D}}\prod _{i=1}^{n}\partial _{\mu _{1}}\partial _{\nu _{i}}\phi \prod _{j=n+1}^{D}g_{\mu _{i}\nu _{i}}=D!\alpha _{0}\phi +(D-1)!\alpha _{1}\phi (\partial \phi )^{2}+(D-2)!\alpha _{2}\phi ((\partial ^{2}\phi )(\partial ^{2}\phi )-(\partial _{\mu }\partial _{\nu }\phi )(\partial ^{\mu }\partial ^{\nu }\phi ))+\dotsb +\delta _{\nu _{1}\dotso \nu _{D}}^{\mu _{1}\dotso \mu _{D}}(\partial _{\mu _{1}}\partial _{\nu _{2}}\phi )\dotsm (\partial _{\mu _{D}}\partial _{\nu _{D}}\phi )}
여기서
α
0
,
α
1
,
…
{\displaystyle \alpha _{0},\alpha _{1},\dotsc }
는 임의의 실수 결합 상수 이며,
δ
ν
1
…
ν
D
μ
1
…
μ
D
{\displaystyle \delta _{\nu _{1}\dotso \nu _{D}}^{\mu _{1}\dotso \mu _{D}}}
는 일반화 크로네커 기호 (
(
ν
1
,
…
,
ν
D
)
=
(
μ
σ
(
1
)
,
…
,
μ
σ
(
D
)
)
{\displaystyle (\nu _{1},\dotsc ,\nu _{D})=(\mu _{\sigma (1)},\dotsc ,\mu _{\sigma (D)})}
일 때,
δ
ν
1
…
ν
D
μ
1
…
μ
D
=
(
−
)
σ
{\displaystyle \delta _{\nu _{1}\dotso \nu _{D}}^{\mu _{1}\dotso \mu _{D}}=(-)^{\sigma }}
)이다.
양자역학적으로 이론이 잘 정의되려면 (바닥 상태 가 존재하려면)
α
1
=
0
{\displaystyle \alpha _{1}=0}
이어야 한다. 또한, 항상
ϕ
{\displaystyle \phi }
에 상수를 곱하여
α
2
=
(
−
)
D
2
(
D
−
1
)
!
{\displaystyle \alpha _{2}={\frac {(-)^{D}}{2(D-1)!}}}
로 놓을 수 있다 (운동항의 규격화).
특수 갈릴레온 (영어 : special galileon )은 다음과 같은 결합 상수를 갖는 갈릴레온이다.
α
n
=
{
1
n
M
(
n
−
2
)
(
D
+
2
)
/
2
(
D
n
−
1
)
2
∣
n
0
2
∤
n
{\displaystyle \alpha _{n}={\begin{cases}{\frac {1}{nM^{(n-2)(D+2)/2}}}{\binom {D}{n-1}}&2\mid n\\0&2\not \mid n\end{cases}}}
여기서
M
{\displaystyle M}
은 질량의 단위를 갖는 결합 상수이다. 특수 갈릴레온은 갈릴레이 대칭 말고도, 다음과 같은 특별한 대칭을 갖는다.
ϕ
↦
ϕ
+
θ
μ
ν
(
M
(
D
+
2
)
x
μ
x
ν
−
∂
μ
ϕ
∂
ν
ϕ
)
{\displaystyle \phi \mapsto \phi +\theta ^{\mu \nu }(M^{(D+2)}x_{\mu }x_{\nu }-\partial _{\mu }\phi \partial _{\nu }\phi )}
예를 들어, 4차원에서 특수 갈릴레온은 (장을 재정의하면) 다음과 같다.
L
=
−
1
2
(
∂
ϕ
)
2
+
1
12
Λ
6
(
∂
ϕ
)
2
(
(
∂
ϕ
)
2
−
(
∂
μ
∂
ν
ϕ
)
(
∂
μ
∂
ν
ϕ
)
)
{\displaystyle {\mathcal {L}}=-{\frac {1}{2}}(\partial \phi )^{2}+{\frac {1}{12\Lambda ^{6}}}(\partial \phi )^{2}\left((\partial \phi )^{2}-(\partial _{\mu }\partial _{\nu }\phi )(\partial ^{\mu }\partial ^{\nu }\phi )\right)}
성질
일반적으로, 3차 이상의 고차 미분항을 갖는 작용 의 오일러-라그랑주 방정식 은 장의 3차 이상의 미분에 의존하는 편미분 방정식 이므로, 불안정하다. 그러나 갈릴레온의 경우 오일러-라그랑주 방정식 은 오직 장의 2차 미분에만 의존한다. 즉, 장의 1차 및 0차 및 3차 이상의 미분은 장방정식에 등장하지 않는다.
응용
역사
갈릴레온은 2009년에 중력을 연구하던 중 발견되었다.[ 3]
특수 갈릴레온은 2014년 경에 발견되었다.[ 4] [ 5]
참고 문헌
↑ Curtright, Thomas; Fairlie, David. “A galileon primer” (영어). arXiv :1212.6972 .
↑ Khoury, Justin. “Les Houches lectures on physics beyond the standard model of cosmology” (영어). arXiv :1312.2006 .
↑ Nicolis, Alberto; Rattazi, Riccardo; Trincherini, Enrico (2009). “The galileon as a local modification of gravity”. 《Physical Review D》 (영어) 79 : 064036. arXiv :0811.2197 . doi :10.1103/PhysRevD.79.064036 .
↑ Cachazo, Freddy; He, Song; Yuan, Ellis Ye (2015). “Scattering Equations and Matrices: From Einstein To Yang-Mills, DBI and NLSM” (영어). arXiv :1412.3479 . doi :10.1007/JHEP07(2015)149 .
↑ Hinterbichler, Kurt; Joyce, Austin. “A Hidden Symmetry of the Galileon” (영어). arXiv :1501.07600 . doi :10.1103/PhysRevD.92.023503 .