도널드슨 불변량

틀:위키데이터 속성 추적 위상수학에서 도널드슨 불변량(Donaldson不變量, 틀:Llang)은 4차원 매끄러운 다양체의 불변량의 하나로, 게이지 이론의 순간자 모듈라이 공간의 성질을 나타낸다. 도널드슨 불변량은 더 계산하기 쉬운 자이베르그-위튼 불변량과 동치인 것으로 추측된다. 도널드슨 불변량을 연구하는 위상수학의 분야를 도널드슨 이론(Donaldson理論, 틀:Llang)이라고 한다.

정의

도널드슨 불변량은 4차원 연결 단일 연결 매끄러운 다양체 $M$의 불변량이며, 대수적 위상수학 또는 초대칭 위상 양자장론을 통해 정의할 수 있다.

수학적 정의

푸앵카레 쌍대성과 합곱을 사용해 2차 코호몰로지 ${\mathrm{H}}^2(M;\mathbb{Q})$ 위에 다음과 같은 교차 형식(틀:Llang)을 정의할 수 있다.

$I:{\mathrm{H}}^2(M;\mathbb{Q})\times {\mathrm{H}}^2(M;\mathbb{Q})\to \mathbb{Q}$

$I(\alpha ,\beta )=[M]⌢(\alpha ⌣\beta )$

여기서 $[M]$은 $M$의 기본류다. 이 형식의 양의 고윳값의 수를 $b_2^{+}(M)$, 음의 고윳값의 수를 $b_2^{-}(M)$이라고 하자. 물론

$b_2^{+}(M)+b_2^{-}(M)=b_{2}f(M)$

은 $M$의 2차 베티 수이다. 앞으로, $b_2^{+}>1$이라고 가정하자.

$M$에 임의의 리만 계량 $g$와 SU(2) 벡터다발 $E\twoheadrightarrow M$을 부여하자. 이 경우, $E$의 SU(2) 양-밀스 순간자들의 모듈라이 공간 ${ℳ}_{E,g}$를 생각할 수 있다. 이는 일반적으로 오비폴드를 이루고, 그 차원은 다음과 같다.틀:Rp

$\dim {ℳ}_E=\{\begin{array}{cc}-8c_2(E)-3(1-b_1(M)+b_2^{-}(M))& c_2(E)<0\\ 8c_2(E)-3(1-b_1(M)+b_2^{+}(M))& c_2(E)>0\end{array}$

으로 주어진다. (만약 이 수가 음수라면 ${ℳ}_{E,g}$는 공집합이다.) 여기서 $c_2(E)$는 $E$의 2차 천 수이고, $b_i(M)$은 $M$의 $i$차 베티 수이다. (게이지 군이 SU(2)이므로, 1차 천 특성류는 항상 0이다.)

${𝒞}_E$가 $E$ 위에 존재하는 모든 주접속들(의 게이지 변환에 대한 동치류들)의 모듈라이 공간이라고 하자. 이는 무한 차원 공간이다. 이 경우, 전자는 후자의 자연스러운 부분공간을 이룬다.

${ℳ}_{E,g}\hookrightarrow {𝒞}_E$

${ℳ}_{E,g}$는 물론 리만 계량 $g$에 의존하지만, $b_2^{+}(M)>1$이라면 호몰로지류 $[{ℳ}_{E,g}]\in {\mathrm{H}}_{\bullet }({𝒞}_E)$는 $g$에 의존하지 않는다는 것을 보일 수 있다. 따라서

$[{ℳ}_E]\in {\mathrm{H}}_{\bullet }({𝒞}_E)$

를 정의할 수 있다. 이는 리만 계량에 의존하지 않지만, $M$의 미분 구조에 의존한다. 즉, 이는 위상동형(위상다양체로서 동형)이지만 미분동형(매끄러운 다양체로서 동형)이지 않은 다양체들을 구분할 수 있다.

스펙트럼 열을 사용하여, 다음과 같은 군 준동형을 정의할 수 있다.

$\mu :{\mathrm{H}}_k(M;\mathbb{Q})\to H^{4-k}({𝒞}_E;\mathbb{Q})$

$M$은 4차원 연결 단일 연결 매끄러운 다양체라고 가정하였으므로, $M$의 (유리수 계수) 호몰로지는 다음과 같다.

${\mathrm{H}}_0(M;\mathbb{Q})=\mathbb{Q}$

${\mathrm{H}}_1(M;\mathbb{Q})=0$

${\mathrm{H}}_2(M;\mathbb{Q})={\mathbb{Q}}^{b_2}=\mathrm{span}\{{\gamma }_1,\dots ,{\gamma }_{b_2}\}$

${\mathrm{H}}_3(M;\mathbb{Q})=0$

${\mathrm{H}}_4(M;\mathbb{Q})=\mathbb{Q}$

여기서 ${\gamma }_1,\dots ,{\gamma }_{b_2}$는 임의로 잡은 $H_2(M;\mathbb{Q})$의 기저다. 그렇다면 다음을 보일 수 있다.

• $\mu ({\mathrm{H}}_4(M;\mathbb{Q}))=0$
• ${𝒞}_E$의 코호몰로지 환 $H^{\bullet }({𝒞}_E;\mathbb{Q})$는 $\mu$에 의하여 다항식환 $\mathbb{Q}[x,{\gamma }_1,\dots ,{\gamma }_{b_2}]$와 표준적(canonical)으로 동형이다. 여기서 $x$는 $H_0(M;\mathbb{Q})$에 대응하는 생성원이다.

이제, 도널드슨 다항식(Donaldson多項式, 틀:Llang) $D_E:\mathbb{Q}[x,{\gamma }_1,\dots ,{\gamma }_{b_2}]\to \mathbb{Q}$은 다음과 같은 사상이다.

$Q_E(p)=[{ℳ}_E]⌢p(\mu (x),\mu ({\gamma }_1),\dots ,\mu ({\gamma }_{b_2}))$

물리학적 정의

4차원 다양체 $M$의 도널드슨 다항식 불변량은 $M$ 위에 존재하는 $𝒩=2$ 초대칭 게이지 이론의 상관 함수로 정의할 수 있다.

$M$ 위에 임의의 리만 계량을 부여하고, 그 위에 게이지 군이 콤팩트 반단순 리 군 $G$인 $𝒩=2$ 초대칭 양-밀스 이론을 생각하자. 이 이론은 로런츠 대칭과 R대칭을 갖는데, 로런츠 군

$\mathrm{SU}(2{)}_{\text{left}}\times \mathrm{SU}(2{)}_{\text{right}}\cong \mathrm{Spin}(4)$

는 4차원 스핀 군이고, $𝒩=2$ R대칭군은 SU(2)_R이다. 이제 새 로런츠 부분군 $\mathrm{SU}(2{{)}_{\text{right}}}^{\prime }$을 $\mathrm{SU}(2{)}_{\text{right}}$와 $\mathrm{SU}(2{)}_{\text{R}}$의 대각 성분으로 정의하여, 위상 뒤틀림(틀:Llang)을 가한다. 그렇다면 이론의 장들은 다음과 같다.

기호	설명	뒤틀기 전 군 표현 SU(2)left×SU(2)right×SU(2)R×U(1)R	뒤튼 뒤 군 표현 SU(2)left×SU(2)right×U(1)R	뒤튼 뒤 설명
$Q_{\alpha }$	왼쪽 초전하	(½, 0, ½)−1	(½, ½)−1	$Q_{\mu }$
${\overline{Q}}_{\dot{\alpha }}$	오른쪽 초전하	(0, ½, ½)+1	(0,0)+1	BRST 연산자 $Q$
			(0, 1)+1	$Q_{\mu \nu }$
$A_{\mu }$	게이지 보손	(½, ½, 0)0	(½,½)0	$A_{\mu }$ 게이지 보손
$\psi$	왼손 게이지노	(½, 0, ½)+1	(½,½)+1	${\psi }_{\mu }$ 유령
$\overline{\psi }$	오른손 게이지노	(0, ½, ½)−1	(0,1)−1	${\chi }_{\mu \nu }$ 반유령 ($F^{+}=0$ 제약에 대응)
			(0,0)−1	$\eta$ 반유령
$\varphi$	스게이지노(틀:Llang)	(0, 0, 0)+2	(0,0)+2	$\varphi$ (게이지 변환 매개변수)
${\varphi }^{*}$	반스게이지노(틀:Llang)	(0, 0, 0)−2	(0,0)−2	$\lambda$ 유령

따라서, 뒤튼 뒤에는 두 개의 스칼라장과 두 개의 벡터장만이 존재한다. 이 경우, $(A_{\mu },{\psi }_{\mu })$, $(\lambda ,\eta )$는 $Q$에 대한 초다중항을 이룬다. $\chi$는 $F^{+}=0$ 제약에 대응하며, $\varphi$는 게이지 변환의 매개변수에 대응한다.

이제, 초대칭 연산자 $Q$를 BRST 대칭으로 생각하여, 모든 관측가능량을 $Q$에 의한 코호몰로지에 닫혀 있게 한다. 그렇다면 이 이론은 위튼형 위상 양자장론을 이룬다.

이제, 다음과 같은 게이지 불변, $Q$-닫힌 연산자를 생각하자.

${𝒪}_0=\frac{1}{8{\pi }^2}\mathrm{tr}{\varphi }^2$

이제 다음과 같은 일련의 연산자들을 정의할 수 있다.

$d{𝒪}_0=i\{Q,{𝒪}_1\}$

$d{𝒪}_1=i\{Q,{𝒪}_2\}$

$d{𝒪}_2=i\{Q,{𝒪}_3\}$

$d{𝒪}_3=i\{Q,{𝒪}_4\}$

$d{𝒪}_4=0$

${𝒪}_k$는 $k$차 코호몰로지류이다. 따라서, 임의의 $k_i$차 호몰로지류 ${\mathrm{\Sigma }}_i$들에 대하여, 다음과 같은 상관 함수를 정의할 수 있다.

$⟨\underset{{\mathrm{\Sigma }}_1}{\int }{𝒪}_{k_1}\cdots \underset{{\mathrm{\Sigma }}_i}{\int }{𝒪}_{k_i}\cdots ⟩$

이 경우, ${𝒪}_4\propto F\wedge F\propto c_2(E)$는 CP 위반항이므로,

$\underset{M}{\int }{𝒪}_4\sim \underset{M}{\int }F\wedge F=[M]⌢c_2(E)$

는 단순히 순간자수(게이지 주다발의 2차 천 특성류)이다. 따라서 ${𝒪}_4$의 삽입은 상관 함수를 특별히 변화시키지 않는다. 2차 호몰로지 류 ${\mathrm{\Sigma }}_i\in H_2(M)$ 및 0차 호몰로지 류 $x_i\in H_0(M)$를 사용하여, 상관 함수

$⟨\int {𝒪}_0(x_1)\cdots \underset{{\mathrm{\Sigma }}_1}{\int }{𝒪}_2\cdots ⟩$

를 정의할 수 있다. 이를 도널드슨 다항식이라고 하며, 이는 위상수학으로 정의한 도널드슨 다항식과 일치함을 보일 수 있다.

크론하이머-므로카 기본류

게이지 군 $G$가 SU(2)일 경우를 생각하자. 4차원 매끄러운 다양체 $M$ 가운데, 다음 조건을 만족시키는 것을 단순형 다양체(틀:Llang)라고 하자.

$Q_{8+\mathrm{deg}p}(x^{2}p(x,\overrightarrow{\gamma }))=4Q_{\mathrm{deg}p}(p(x,\overrightarrow{\gamma }))$

여기서 $p\in \mathbb{Q}[x,\overrightarrow{\gamma }]$이며, $\mathrm{deg}p$는 $x$를 차수 4, $\overrightarrow{\gamma }$를 차수 2로 하여 센 다항식의 차수이다.

이 경우, 도널드슨 불변량은 다음과 같은 생성 함수로 완전히 결정된다.

$D(\overrightarrow{\gamma })=\sum _n(\frac{Q_{2n}({\gamma }^d)}{d!}+\frac{Q_{2n+4}(x{\gamma }^d)}{2d!})$

$𝔻(\overrightarrow{\gamma })=D(0,\overrightarrow{\gamma })+\frac{1}{2}\frac{\partial }{\partial x}D(0,\overrightarrow{\gamma })$

이 생성 함수는 다음과 같은 간단한 형태로 나타내어진다.

$𝔻(\gamma )=\exp (\gamma .\gamma /2)\sum _{x\in H^2(M;\mathbb{Z})}\exp (x\cdot \gamma )n_x$

여기서 $n_x\ne 0$인 2차 코호몰로지 원소들을 크론하이머-므로카 기본류(틀:Llang)라고 하며, 이러한 기본류들의 수는 유한하다. 이 $n_x$들은 자이베르그-위튼 불변량과 같다고 추측된다.

역사

사이먼 도널드슨이 1983년에 도입하였다. 이후 에드워드 위튼이 1994년에 이를 초대칭 게이지 이론의 위상 양자장론으로 정의할 수 있음을 보였다.

피터 크론하이머와 토머스 므로카(틀:Llang)가 1994년에 도널드슨 불변량을 크론하이머-므로카 기본류에 대한 합으로 나타낼 수 있음을 보였다. 같은 해에 에드워드 위튼은 자이베르그-위튼 이론을 기반으로 자이베르그-위튼 불변량을 도입하였으며, 이들의 크론하이머-므로카 기본류와의 관계를 제시하였다.

같이 보기

• 순간자
• 플뢰어 호몰로지
• 양-밀스 방정식

외부 링크

• 틀:Eom
• 틀:Nlab
• 틀:Nlab
• 틀:저널 인용