摘要
收到日期：2015年2月26日
图像
图1 玻色子/费米子振荡的草图，这是所有无速子非超对称闭合弦谱中存在的隐藏“失调超对称”的标志。 对于每个质量水平 我们绘图 ，其中 是该能级上的玻色负费米子态数。 整体标志根据 ; 因此，正值表示玻色态多于费米子态，负值表示相反。 这些点按递增顺序连接 为了强调整个弦谱中玻色子和费米子剩余的交替振荡行为。 这些振荡代表了非超对称弦理论继续展现出弦理论著名的有限性的方式，即使没有超对称。 重用权限（&P） 图2 （a） 单圈零点函数（宇宙学常数） （b）单圈单点迪拉顿“蝌蚪”图。 一般来说，迪拉顿蝌蚪的值总是与 因此，非零宇宙常数意味着一个非零的单圈扩张蝌蚪图，这反过来表明我们的有效势在 因此，非零宇宙常数表明我们的弦基态不稳定。 重用权限（&P） 图3 等式中插值模型的物理状态退化( 3.17 )带有 （左上）， （右上）， （左下）， （右下方）。 在每个图中，按世界表能量增加的顺序连接点 在所有情况下，当我们向上前进时，我们看到玻色子态的盈余与费米子态的过剩交替出现 ; 这种行为是潜在的“错位超对称性”的信号，这种“错位超对称性”存在于所有模不变的非超对称无速子弦理论中，即使在没有时空超对称性的情况下，它也是闭合弦的有限性的最终原因。 对于 （或 )，我们看到玻色盈余和费米子盈余之间的振荡发生在指数增长的包络函数中 与哈格多恩转变有关。 然而，随着压实半径的增加（或等效于 )，我们看到在振子状态和它们的KK激发之间开始出现层次结构； 振子状态继续经历状态密度，这些状态密度随着 ，但其相应的KK激发在每个间隔内密集分布 并且，正如预期的那样，表现出恒定的状态简并。 重用权限（&P） 图7 在大插值半径范围内，宇宙常数受抑制的一般插值模型的谱结构。 质量低于的州 （或以下 )由无质量可观测态、无质量隐藏扇形态、它们的潜在超伙伴以及它们最轻的KK激发组成。 对于这些最轻的状态，对于所有大半径，来自隐藏扇区的净自由度（玻色子减去费米子）与来自可观测扇区的自由度完全相等且相反。 请注意，这种可观测扇区和隐藏扇区之间的净物理状态退化的消除与弦谱中的任何超对称性（无论是精确的还是近似的）无关。 然而，正是可观测扇区和隐藏扇区之间的这种阴谋，抑制了整体宇宙常数，增强了这些弦的稳定性。 相比之下，对于较重的状态，可观察和隐藏扇区不再需要提供相等和相反数量的自由度。 然而，这些扇区的性质受失调超对称约束控制，整个弦谱继续满足等式中的超迹关系( 2.19 )和( 2.20 ). 因此，即使没有时空超对称性，这些关系仍然保持着整个弦论的有限性。 重用权限（&P） 图8 具有指数抑制宇宙常数的Pati-Salam模型的物理状态简并。 在这个图中，反半径 不同于 （左上）至 （右下方）。 与图比较 三 ，我们看到图中与一般插值模型相关的所有一般特征 三 还包括一个平稳增长的指数包络函数 缓慢变形为离散的逐步增长的指数函数 如第 三 ，这反映了KK态和振子态之间出现的层次结构。 然而，我们也观察到一个重要的新特征，它反映了这个模型具有指数抑制的宇宙常数：所有非零净态简并的移除或“疏散” 对于 足够小的 因此，对于足够大的半径，这些模型的谱为所有相关的质量水平发展了一个精确的玻色子/费米子简并 尽管光谱中没有任何超对称现象。 事实上，如图 7 ，这种简并确实 不 通过与它们的潜在超伙伴的状态配对而发生，但这是与非超对称关联的非零净简并平衡的结果 可观察的 反非超对称简并的扇形 隐藏 行业。 这就是为什么对 对于足够小（非零）的反半径是精确的 尽管超对称性只在严格的 限制。 重用权限（&P） 图9 重标宇宙学常数 对于Sec.的Pati-Salam模型 7 ，绘制与 .对于大型 ，我们发现 趋向于常数，这一特征类似于图 4 并且这表明 该模型的极限是非超对称和无速子的。 我们还看到，整个曲线是有限的，这表明在任何中间半径都不会出现超光速子。 因此，正如我们在文中已经指出的那样，这个模型缺乏哈格多恩式的不稳定性。 然而，我们观察到- 该曲线的行为与图中的完全不同 4 首先，我们看到了 未抑制幂律，如图 4 但受到了指数级的压制。 第二，我们观察到 与符号相反 当 事实上，我们看到宇宙常数似乎在自对偶半径附近（但并非恰好在自对对偶半径处）有一个稳定的最小值，而且宇宙常数在另一个（稍高）半径处过零。 目前尚不清楚在这些特定半径中的任何一个是否存在隐藏的未破超对称性。 重用权限（&P）