Эффект Ааронова-Бома в трехмерной модели Гросса-Невё
■4 *J *J
с компактификацией при конечной температуре
В.Ч. Жуковскийа, П. Б. Колмаковb
Московский государственный университет имени М. В. Ломоносова, физический факультет, кафедра теоретической физики. Россия, 119991, Москва, Ленинские горы, д. 1, стр. 2.
E-mail: аzhukovsk@phys.msu.ru, ьpavel.b.kolmakav@yandex.ru
Статья поступила 01.03.2013, подписана в печать 03.04.2013.
Исследована модель Гросса-Невё в (2+1)-мерном пространстве-времени с одним компактифицированным пространственным измерением (цилиндр) с нетривиальными граничными условиями. Рассмотрен эффект Ааронова-Бома, индуцированный находящимся внутри цилиндра магнитным потоком. Обсуждается возможность применения полученных результатов к описанию полимерных трубок.
Ключевые слова: эффект Ааронова-Бома, модель Гросса-Невё, компактификация.
УДК: 530.145. PACS: 11.10.Kk, 04.60.Kz, 11.10.Wx.
Введение
Понятия нарушения и восстановления симметрии входят в число ключевых для физики высоких энергий. В ряде моделей квантовой теории поля можно наблюдать зависимость сохранения или нарушения симметрии от внешних параметров, задаваемых для модели, что позволяет говорить о фазовом переходе между симметричной и несимметричной фазами.
Механизм нарушения симметрии, получивший название «механизма Хиггса», позволил построить теорию электрослабых взаимодействий, объединив таким образом в рамках неабелевой калибровочной симметрии электромагнитные и слабые взаимодействия.
В ряде моделей возникает также механизм нарушения киральной симметрии при помощи радиационных поправок — динамическое нарушение симметрии. Как правило, данный механизм нарушения симметрии характерен для моделей с четырехфермионным взаимодействием. Данный класс моделей неперенормиру-ем в четырехмерном пространстве, по крайней мере в рамках стандартной теории возмущений, что, однако, не мешает рассматривать эти теории как эффективные теории в четырехмерии и как «игрушечные модели» в маломерных пространствах (где они перенормируемы).
Одной из простейших, но в то же время крайне продуктивных моделей этого типа является модель Гросса-Невё [1], на которой в дальнейшем и будет сосредоточено наше внимание. Помимо применения в качестве иллюстрации к явлениям квантовой хромодинамики (асимптотическая свобода, спонтанное нарушение симметрии и др.) она нашла широкое применение в качестве эффективной модели для описания явлений в физике конденсированного состояния вещества. Лагранжианы типа (1 + 1) -мерной модели Гросса-Невё возникают при описании одномерных полимеров (таких как полиацетилен [2]), а (1+2) -мерной при описании планарных систем, таких как графен. Это обстоятельство делает особо интересным рассмотрение модели Гросса-Невё при ненулевых значениях таких параметров, как температура, химический потенциал,
внешнее магнитное поле и др., чему посвящено большое количество работ (например, [3-7]).
Действие модели Гросса-Невё в D -мерном пространстве записывается в виде [1]
S =
dDx
N _ g
Y ф+Удмфк +
фкфк j
2
(1)
Здесь N — число ароматов фермионов, D — размерность пространства-времени, суммирование по ароматам далее указываться не будет, и запись фОф следует N _ „
понимать как ^2 ФОфК.
k=1
В настоящей работе модель Гросса-Невё рассматривается в (2+1) -мерном пространстве-времени с одним компактифицированным пространственным измерением (цилиндр, в приложении к полимерам моделирующий трубки) с нетривиальными граничными условиями и конечной температурой (учет которой эквивалентен компактификации временного измерения). Следует отметить, что поведение квантовых полей в пространствах с компактификацией вызывает интерес еще со времен работ Калуцы и Клейна [8]. При этом возникает чисто топологический механизм генерации массы, а соответствующие массивные частицы принято называть калуца-клейновскими модами. Из недавних работ влияние калуца-клейновских частиц на динамическую генерацию массы фермионов в маломерных моделях рассматривалось в [9].
Можно показать, что в пространстве с компактифицированным измерением, имеющим индекс d, можно частично зафиксировать калибровку абелево-го поля таким образом, чтобы выполнялось условие Ad = const(xd) (подробнее см., например, [10]). На 2+1-мерном цилиндре такая конфигурация электромагнитного потенциала может возникнуть, если он вложен в обычное 4-мерное пространство и вдоль оси цилиндра направлено магнитное поле, создающее ненулевой поток (при этом непосредственно на поверхности цилиндра магнитное поле может быть равно нулю). В [11], кроме того, показано, что такой вектор-по-
тенциал входит в лагранжиан так же, как входило бы в него нетривиальное условие периодичности — топологическая фаза:
фХ + L) = е‘фф(ха), (2)
где ф = eLAd/2n, а L — длина окружности компактифицированного измерения. Подробно поведение такой модели без учета температуры было рассмотрено в [12], а еще раньше рассматривалось в [13].
Поскольку при такой конфигурации на самой поверхности цилиндра магнитное поле отсутствует (магнитный поток заключен внутри цилиндра) и взаимодействие происходит напрямую с вектор-потенциалом, данное явление можно трактовать как проявление эффекта Ааронова-Бома [14, 15].
1. Эффективный потенциал в форме, явно симметричной по компактифицированным измерениям
Выпишем действие модели Гросса-Невё в трехмерном пространстве-времени:
5 =
d3 х
ф^фд^ф +
G
2N
__ 2
(фф)
(3)
Всюду в данной работе используется (приводимое) представление y-матриц ранга 4:
7° =
(а1 ° N =(га2 ° N =(ш3 ° N
\° -а1) V ° -ia2) \° —ia3)'
(4)
где а1 — матрицы Паули.
Действие обладает U(N) -симметрией по ароматам, а также Z(2) -киральной симметрией:
i^l(x°, Х1, Х3)' = ±фL(х°, Х1, —Х3), i^l(x°, Х1, Х3)' = ±фL(х°, Х1, —Х3), фк (х°, Х1, Х3)' = тфк (х°, Х1, —Х3),
фк (х°, Х1, Х3)' = тфк (х°, Х1, —Х3),
где
фкАх)
1 ± 72 2
ф
фк^(х) = ф
1 Т 72 2
Используем преобразование Стратоновича-Хаббар-да [16], чтобы преобразовать действие. Для этого введем вспомогательное поле
G
а(х) = N ф(х)ф(х). (6)
После этого действие можно переписать в виде
обсуждался в [17]). В том случае если а = ° (что можно трактовать как возникновение кирального конденсата а), в лагранжиане появляется слагаемое афф, по виду аналогичное массовому члену (отсутствующему в исходной модели) и нарушающее киральную симметрию.
В импульсном представлении действие записывается в виде
5 =
1
(2п)3
о - г NV о
d рф(—р) [iY^K — а] ф(р) + — а2, (8)
где V — объем пространства-времени. Переходя от производящего функционала Z = JБфБф exp (iS [ф, ф]) к эффективному потенциалу с использованием соотношения Z = exp(—NVVeff), получаем для него выражение
Veff 2G
2
i TrxS ln(i'Y^d^ — а) =
а
2
2G
Dpi 1
2п в
+ ТО 1 +ТО
^ L S trs ln(—y4
1= — то п=-то
а)
(9)
где введено Фурье-разложение (индекс п), связанное с компактификацией одного из пространственных измерений (длина окружности L), и учтена путем использования стандартной техники разложения по мацубаров-ским частотам = (2п/в)(1 + 1/2) (I = °, ±1, ±2,...) конечная температура Т (в = 1/Т — обратная температура; подробнее см. [18]); индексы х и s у операций взятия следа означают соответственно интегрирование по пространству и взятие следа по спинорным индексам. После несложных преобразований находим
Veff = 2G — 2
dp1 1 1 I
2П0 £ L £ ln
l= —C
(7 )’(l+1/2)!
+
п= — oo
+
2n
~L
2
(п—ф)2 + p\ + а2
(1°)
Как можно видеть из формулы (1°), учет конечной температуры и компактификации пространственного измерения входят в эффективный потенциал симметрично при топологической фазе ф = 1/2. Воспользовавшись представлением собственного времени
ln A =
ln В =
оо
d s
у (exp(—sA) — exp(—sB))
°
(11)
и формулой пересуммирования Пуассона
S =
d3x
- - N ,
фь7^д^ф + ффа + — а'
(7)
Несложно убедиться, что на уравнениях движения для вспомогательного поля а преобразованное действие эквивалентно исходному действию модели Гросса-Невё.
Далее мы используем приближение среднего поля, справедливое при большом числе ароматов N (в пределе N ^ ж) а = const(x) = N <фф> (метод разложения по степеням 1/N, ведущим порядком которого является приближение среднего поля, достаточно подробно
exp
l=
—s
2nl
~В
В
2VnS
+ с)
, „.К / В-l2 \
1+2 X exp(-—)
l=1 v 7
cos(BCl)
эффективный потенциал можно переписать в виде
Veff = ^ +
1
2G 4п3/2
f SS- [exp(—sa2)]х
2
1 + 2 £ (-U' ехр( - в2£)
'=1 V ' _
w / J2n2\
1 + 2 ^ ехр ( —4— j cos(2-пф)
п=1 Х S '
+ c.t., (13)
является расходящимся. Регуляризуем его, введя дополнительное слагаемое в показатель экспоненты:
-^2 ехр(-sa2) ^
ds ( 2 а2 \
S5/2 ехр [-s- - SJ2J
(19)
где контрчлен c.t. представляет собой вклад свободного фермионного поля и не содержит зависимости от а; поскольку нас будет интересовать уравнение щели dVff/да = 0 и вторая производная д2Уеа/да2 (см. ниже), далее контрчлен мы писать не будем. В этом выражении различные комбинации слагаемых в двух последних множителях соответствуют различным физическим ситуациям. Учет только слагаемых, равных единице, вместе со слагаемым а2/20 соответствует обычной «плоской» (2+1) -мерной модели Гросса-Иевё без компактификации и внешних полей при нулевой температуре:
а
2
V(0) = ^ +
1
2G 4-3/2
ds 2 S5/2 exP(-Sa )
(14)
Слагаемое, содержащее в в первом сомножителе, представляет собой температурную поправку (восстановление симметрии при высоких температурах — одна из черт модели Гросса-Иевё, заставляющая обратить на нее внимание):
V(T ) = 2П/2
% [exP(-Sa2)
+ ТО
2Е (-о' ехр (- У
. '=1 v
(15)
Слагаемое, содержащее L во втором сомножителе, характеризует поправки связанные с компактификацией и граничными условиями при нулевой температуре (такая модель рассматривалась ранее в [11]):
V(A) 4п3/2
ОО
ds
S5/2 [eXP(-Sa2) Х
У ехр (-LN)
п=1
ео8(2—пф)
(16)
Наконец, одновременный учет слагаемых, содержащих как L, так и в, позволяет одновременно учесть влияние конечной температуры и компактификации пространственного измерения:
V(X) =
1
4-3/2
ds
s5/2
0
[exp(-sa2
х
Е <-'>■ Ч - У)
=1
£ 'хр (-Ч )
L '=1
+ ТО
ео8(2—пф)
(17)
Действие в целом равно сумме слагаемых:
Veff = V(0) + V(T) + V(A) + V(x) + cT. (18)
Преобразуем слагаемое V(0), отвечающее за «плоскую» модель Гросса-Иевё. Выражение под интегралом
где снятие регуляризации достигается при Л ^ то, а числовой коэффициент а введен для удобства дальнейшего сравнения с работами, в которых используются различные схемы регуляризации.
Воспользуемся формулой [19, с. 344, ф. 2.3.16.3]
ОО _
/— дп
- то+е-2^. (20)
р дЧ
0
Подставляя р = a2, q = а2/Л2, п = 2 и собирая малые по 1/Л члены, которые мы в дальнейшем писать не будем, в символ О, после упрощения получим
а3 а2 1 Л 1
V(0) = 3- + У (g - 2—а / + Л,)
(21)
Исследуем теперь вопрос о нарушении симметрии. Уравнение для щели в точке фазового перехода a = 0 запишем в виде (см., например, [20])
дV(0)
да
= 0.
а=0
(22)
При этом
д2У(р)
да2
а=0
1
G
1
(23)
и тогда при G > Gc в точке a = 0 имеется локальный максимум — симметрия нарушена.
Критическая константа связи, при которой возникает нарушение киральной симметрии, при такой регуляризации оказывается равной
Gc =
2-а
т-.
(24)
Температурная V(T) и компактификационная V(A) поправки рассчитываются аналогично потенциалу «плоской» модели с использованием формулы (20), суммы при этом берутся в специальных функциях:
V(T) = —S3
V(A) = —L
2
—L3
[ав Li2 (-е а aL Li2 (е-^-+ Li3 {е-аЬ [аL Re Li2 (е-
в) + Li3 (-е-ав)] , (25)
■2—1'ф) + aL Li2 (е-^+2-1ф) +
-2-1'ф^ + Li3 ^е-aL+2-iф^
^-2-1'ф) + Re Li3 (e-<TL-2—1>)],
(26)
где Li — специальные функции — полилогарифмы (в данном случае ди- и трилогарифмы; см. [19]), а символ Re означает действительную часть. Наконец перекрестная часть V(X) не поддается прямому вычислению в специальных функциях, поэтому выпишем ее представление в виде ряда и далее будем учитывать ее, проводя численные расчеты на ЭВМ:
V(x) = -
п
+ТО (
£ £
m=1 n=1 I.
(—1)m cos (2ппф)х
exp
(-■V.ew+lw) ■X егт+Llnt +3\
i-
(27)
Следует отметить, что поправки V(T) и V(a) явно конечны при любых а, что видно из их аналитических выражений, равно как и «перекрестная» поправка V(X), сходимость ряда которой обеспечивается экспоненциальным множителем при а = 0 и знакопеременностью ряда с учетом поведения знаменателя при а = 0.
= 0 вторая производная
В точке экстремума ^0»
а=0
оказывается равной
д2К
eff
да2
где
1 1 2 1п(2) 2 1п(2) 2 In | sin п
а=0
g Gc +
d2V(
(0)
да2
4
пв
+ТО +ТО
+ - , ,
п
т=1 п=1
а=0
1
G
1
Gc ’
+
+
nL nL
(—1)m cos (2п„ф) у/в2т2 + L2n2
+
(28)
д2У(г) да2
а=0
д2У(л)
да2
а=0
д%) да2
а=0
21п(2)
пв ’
2 1п(2) 2 In | sin пф|
nL + nL ’
(— 1)m ^(2п„ф) у/в2т2 + L2n2
+ ТО +ТО
п i: £
п
m=1„=1
Следует отметить наличие логарифмических расхо-
при ф = 0. В разд. 2
димостей в
д2 V(A)
да2
д2К
(х)
а=0
да2
а= 0
будет показано, что эти расходимости взаимно уничтожаются.
На рис. 1 приведены фазовые диаграммы модели в плоскостях (L, в) и (ф, в) при различных значениях параметров. При этом всюду далее при построении графиков считается, что G > Gc , т. е. киральная симметрия при Т ^ 0, L ^ ж нарушена. На всех графиках закрашенная область соответствует симметричной фазе, а незакрашеная — фазе с нарушенной симметрией.
Значение ф = 0.05 выбрано как близкое к нулю, далее будет показано, что фазовая диаграмма при ф = 0 качественно совпадает с этой (рис. 2); для ее построения, однако, придется вычислить производную эффективного потенциала в иной форме, в которой не наблюдается явной симметрии между L и в .На диаграмме, соответствующей ф = 1/2, можно видеть, что, как следовало ожидать из формулы (10), в этом
в плоскости (ф, в) при фиксированом L < Lc . Закрашенная область соответствует симметричной фазе
р/рс
Рис, 2. Фазовая диаграмма модели в плоскости (L, в) при периодических граничных условиях (закрашенная область соответствует симметричной фазе)
случае наблюдается симметрия между влиянием конечной температуры и включением компактификации пространственного измерения, при этом уменьшение длины компактифицированного измерения соответствует увеличению температуры (т. е. уменьшению обратной температуры в). Вопросы нарушения симметрии и размерной редукции данной модели без учета температуры обсуждались ранее, в частности в [20] при периодических (ф = 0) и антипериодических (ф = 1/2) граничных условиях.
Интерес представляет также то, что при малых ф для восстановления симметрии требуется температура выше критической в «плоской» модели, и в то же время получен вполне ожидаемый результат, что при достаточно высокой температуре симметрия может быть восстановлена при любом значении топологической фазы и радиуса компактификации.
2. Поведение модели в отсутствие топологической фазы
Из предыдущей части рассмотрения можно видеть, что особый интерес представляет случай ф = 0, соответствующий отсутствию магнитного поля (фактически характерные значения магнитного поля достижимы, но достаточно велики). Однако, как было показано в предыдущих разделах, при строго периодических по компактифицированному пространственному измерению граничных условиях (при ф = 0) взятые отдельно вторые производные чисто компактификационной и перекрестной частей содержат логарифмические расходимости, поэтому в этой части рассмотрения сконцентрируемся на этом случае и исследуем поведение системы.
Не будем разделять, как это делалось прежде, ком-пактификационную и перекрестную части. Для этого вернемся к общему виду эффективного потенциала и не станем подвергать пересуммированию Пуассона температурную часть:
т2
1
Vff = 2G + 2п
f J [ехР(—sCT
X
1
в
Е exp (-s(У (т + 1/2)2)
~ ■+’£ Exp (- £ у
п=1 Х '
Чисто температурная, равно как и плоская, части нас сейчас интересовать не будут (результаты для них можно взять из соответствующих частей настоящей работы), выпишем компактификационную часть с учетом температуры:
V(A+x) =
со
2_
пв „
' ds s2
0
+то +то
ЕЕехр
т=0 п=1
— S
2
пв _
0
+то +то
ds^ J^exp
т=0 п=1
1
s
IJ У (“+1/2)!+-)
у ч у <"+>/2)!+-!)
L2n2
4s
L2n2
s
4
(30)
Здесь мы перешли к переменной интегрирования s = 1/s . Интеграл по s берется в спецфункциях [19, ф. 2.3.16.1 при а = 1 ]:
ТО
ехр(—рх — q/x) = 2уЕ К1 (2^pq). (31)
0
Таким образом,
V(
(A+x)
, +TO +TO
=пв ^
m=0n=1
\J(2п/в)2 (m + 1/2)2 + ct2
Ln
*K1 lLV( j)2 (“ + s)
(32)
Сумма ряда не является элементарной функцией (в широком смысле), однако с учетом асимптотики функции Макдональда при больших аргументах
К(х) ~ л/П/2 в-1 (1 + о(х-1)) х^о л/х
сходимость ряда не вызывает сомнений. Чтобы продвинуться дальше, продифференцируем полученную часть эффективного потенциала по ст и выпишем значения производных при ст = 0:
dV(A+x) дст
=0
ст=0
(33)
d2V(A+
дст2
ст=0
_8_
пв
+ТО +ТО
ЕЕ
m=1п=1
КМ
х
1к0(х) — 2 КМ , (34)
где х = 2:r(L/в)п(т — 1/2).
Выражение под знаком суммирования очевидно ведет себя как --°(тп) при т ^ то и/или п ^ то, и сходимость суммы не вызывает сомнений. Таким образом, показано, что возникавшие при ф = 0 расходимости на самом деле фиктивны и были исключительно следствием искусственного разделения эффективного потенциала на составные части.
На рис. 2 приведена фазовая диаграмма модели в плоскости (L, в) при ф = 0. Можно заметить, что она практически не отличается от диаграммы на рис. 1, соответствующей ф = 0.05. Важно заметить, что при любом радиусе компактифицированного измерения и любом значении топологической фазы, при достаточно высокой температуре симметрия может быть восстановлена.
3. Численные оценки характерных физических величин
Приведем теперь численные оценки характерных физических величин, рассматривавшихся в тексте работы. Приравняем энергетические масштабы (без численных коэффициентов): ho/Lc ~ kTc, откуда, считая, что критическая температура имеет порядок комнатной ТС ~ 300 К ~ 1025 К, можно получить Lc ~ 105 А. Для физики конденсированного состояния роль «скорости света» играет скорость Ферми, значение которой зависит от вещества. Так, например, для графена эта скорость vF ~ 106 м/с ~ с/300 [3], а значит, Lgraphene ^ Lc/300 ~ 300 А, что соответствует радиусу компактификации Rc ~ 50 А, лежащему в пределах радиусов реально синтезированных углеродных нанотрубок. Характерные значения магнитных полей можно оценить, исходя из связи магнитного поля со значением топологической фазы (2) и того факта, что 2пА2 = nR2H, откуда
H =
2ф
Er2
Ф
2п2
(<\ (2^V = _±(АЛ H
\ е ) \meR) 2п2 \ RJ 0
где выделены критическое («швингеровское») магнитное поле H0 = т2/е к 4.41 • 109 Тл и комптонов-ская длина волны электрона Ае = 2п/те к 0.0242 А, после чего, приняв в качестве радиуса компактификации характерный радиус углеродных нанотрубок
R ~ 10 А, получим для значения магнитного поля
H ~ 3-10-7фН0 = 662 Тл (для сравнения, реально
Ф=1/2
полученные постоянные магнитные поля имеют порядок 101-102 Тл). В графене соответствующее значение оказывается еще меньше Hgraphene ^H/300 ~ 2 Тл.
Заключение
В настоящей работе исследована (2+1) -мерная модель Гросса-Невё с компактифицированным пространственным измерением (цилиндр) при наличии внешнего магнитного поля, направленного вдоль оси цилиндра, с учетом конечной температуры. Получены явные выражения для эффективного потенциала модели (21), (25)-(27), (18). При помощи ЭВМ построены фазовые диаграммы системы при различных значениях внешних параметров (рис. 1,2).
Продемонстрировано, что возникающие при вычислениях расходимости, затрудняющие расчет при малых значениях магнитного поля, связаны с искусственным разбиением эффективного потенциала на составные части. Для устранения подобных фиктивных расходимостей предложена другая форма записи, в которой, однако, становится не столь явной симметрия, присущая эффективному потенциалу.
В заключение приведены оценки численных значений магнитных полей и радиусов компактификации, при которых могут наблюдаться рассматриваемые в работе эффекты. Полученные значения лежат в пределах возможностей современных экспериментов. При этом, как отмечалось во введении и разд. 3, рассмотренная модель квантовой теории поля находит применение в физике конденсированного состояния вещества и описывает электроны в двумерных полимерах, таких как графен. Заметным отличием такой теории от других применений модели Гросса-Невё является то, что в качестве «предельной скорости» выступает не скорость света в вакууме, а скорость Ферми в соответствующем полимере (для графена она приблизительно в 300 раз ниже скорости света в вакууме). Поскольку однослойные углеродные нанотрубки можно рассматривать в качестве свернутых в цилиндры различных диаметров листов графена, то это позволяет применить к ним описание, основанное на модели Гросса-Невё. При этом введенное нами условие периодичности (топологическая фаза) ф = 0 соответствует нанотрубкам, проявляющим металлические свойства, а условие ф = 1/3 — полупроводниковым нанотрубкам [21].
Авторы искренне благодарят участников научного семинара кафедры теоретической физики физического факультета МГУ за обсуждение работы и полезные замечания.
Список литературы
1. Gross D.J., Neveu А. // Phys. Rev. D. 1974. 10. P. 3235.
2. Caldas H. // NucI. Phys. B. 2009. 807[FS]. P. 651.
3. Novoselov K.S., Geim A.K., Morozov S.V. et al. // Nature. 2005. 438. P. 197.
4. Вшивцев A.C., Магницкий Б.В., Жуковский В.Ч., Клименко К.Г. // ЭЧАЯ. 1998. 29, № 5. С. 1259.
5. Caldas H, Ramos R.O. // Phys. Rev. B. 2009. 80. 115428.
6. Ebert D., Klimenko K.G., Tyukov A.V., Zhukovsky V.Ch. // Phys. Rev. D. 2008. 78. P. 045008.
7. Ebert D., Khunjua T.G., Klimenko K.G., Zhukovsky V.Ch. // arXiv: 1106.2928. Hep-ph. 2011.
8. Kaluza Th. // Sitzungsber. d. Preuss. Akad. d. Wiss. 1921. P. 966; Klein O. // Zeitsch. f. Phys. 1926. 37. P. 895.
9. Ebert D., Zhukovsky V.Ch., Tyukov A.V. // Mod. Phys. Lett. A. 2010. 25. P. 2933.
10. Raman S. // arXiv:hep-th/0508134. 2005.
11. Gamayun A.V., Gorbar E.V. // Phys. Lett. B. 2005. 610. P. 74.
12. Song D.Y. // Phys. Rev. D. 1993. 48. P. 3925.
13. Krive I.V., Naftulin S.A. // NucI. Phys. B. 1991. 364. P. 541.
14. Aharonov Y., Bohm D. // Phys. Rev. 1959. 115. P. 485.
15. Ehrenberg W., Siday R.E. // Proc. Phys. Soc. (London) B. 1949. 62. P. 8.
16. Стратонович Р.Л. // Докл. АН СССР. 1957. 157.
C. 1097; Hubbard J. // Phys. Rev. Lett. 1959. 3. P. 77.
17. Rosenstein B., Warr B.J., Park S.H. // Phys. Rep. 1991. 205. P. 59.
18. Kapusta J.I., Gale C. Finite-temperature Field Theory: Principles and Applications. Cambridge, 2006.
19. Прудников А.П., Брычков Ю.А., Маричев О.И. Интегралы и ряды. Т. 1. Элементарные функции. М., 1981.
20. Bietenholz W., Gfeller A, Wiese U.-J. // JHEP. 2003. 10. P. 018.
21. Elizalde E., Odintsov S.D., Saharian A.A. // Phys. Rev.
D. 2011. 83. P. 105023.
Aharonov-Bohm effect in 3D Gross-Neveu model with compaetiffeation at finite temperature V. Ch. Zhukovsky a ,P.B. Kolmakovb
Department of Theoretical Physios, Faculty of Physics, M. V. Lomonosov Moscow State University,
Moscow 119991, Russia.
E-mail: azhukovsk@phys.msu.ru, bpavel.b.kolmakov@yandex.ru.
Gross-Neveu model in (2+1) -dimensional space-time with one compactified spatial dimension (cylinder) is investigated under the influence of non-trivial boundary conditions. The Aharonov-Bohm effect induced by magnetic flux contained within the cylinder is considered. Possible application of the results obtained for the description of polymeric tubes is discussed.
Keywords: Aharonov-Bohm effect, Gross-Neveu model, compactification.
PACS: 11.10.Kk, 04.60.Kz, 11.10.Wx.
Received 1 March 2013.
English version: Moscow University Physics Bulletin 4(2013).
Сведения об авторах
1. Жуковский Владимир Чеславович — докт. физ.-мат. наук, профессор; тел.: (495) 939-31-77, e-mail: zhukovsk@phys.msu.ru.
2. Колмаков Павел Борисович — аспирант; тел.: (915) 308-01-93, e-mail: pavel.b.kolmakov@yandex.ru.