Супергравитация I типа

В суперсимметрии супергравитация типа I — это теория супергравитации в десяти измерениях с одним суперзарядом . Он состоит из одного мультиплета супергравитации и одного Янга – Миллса мультиплета . Полное неабелевое действие было впервые получено в 1983 году Джорджем Чаплином и Николасом Мэнтоном . ^{[ 1 ]} Классически теория может допускать любую калибровочную группу , но непротиворечивая квантовая теория, приводящая к устранению аномалий, существует только в том случае, если калибровочная группа либо ${\text{SO}}(32)$ или $E_{8}\times E_{8}$ . Обе эти супергравитации реализуются как низкоэнергетические пределы теорий струн , в частности теории струн типа I и двух гетеротических теорий струн .

История

Супергравитация широко изучалась в 1980-е годы как кандидат теории природы . В рамках этого было важно понять различные виды супергравитации, которые могут существовать в разных измерениях, причем возможные супергравитации были классифицированы в 1978 году Вернером Намом . ^{[ 2 ]} Супергравитация типа I была впервые описана в 1983 году Эриком Бергшоффом, Месом де Ру, Бернаром де Витом и Питером ван Ньювенхейзеном , описывающими абелеву теорию: ^{[ 3 ]} а затем Джордж Чаплин и Николас Мэнтон распространили это на полную неабелеву теорию. ^{[ 1 ]} Важная разработка была сделана Майклом Грином и Джоном Шварцем в 1984 году, когда они показали, что лишь немногие из этих теорий свободны от аномалий. ^{[ 4 ]} с дополнительной работой, показывающей, что только ${\text{SO}}(32)$ и $E_{8}\times E_{8}$ привести к созданию последовательной квантовой теории . ^{[ 5 ]} В то время было известно, что первый случай соответствует низкоэнергетическому пределу суперструн I типа. Гетеротические теории струн были открыты в следующем году. ^{[ 6 ]} причем они имеют низкоэнергетический предел, описываемый супергравитацией типа I с обеими калибровочными группами.

Теория

Супергравитация I типа – это десятимерная супергравитация с одним суперзарядом Майораны – Вейля спинорным . ^{[ номер 1 ]} Содержимое его поля состоит из ${\mathcal {N}}=1$ супергравитация $(g_{\mu \nu },\psi _{\mu },B,\lambda ,\phi )$ , вместе с ${\mathcal {N}}=1$ Супермультиплеты Янга – Миллса $(A_{\mu }^{a},\chi ^{a})$ с некоторой связанной калибровочной группой. ^{[ 7 ]}^: 271 Здесь $g_{\mu \nu }$ это метрика , $B$ – двухформное поле Калба–Рамонда , $\phi$ является дилатоном , и $A_{\mu }^{a}$ является калибровочным полем Янга–Миллса. ^{[ 8 ]}^{: 317–318} Тем временем, $\psi _{\mu }$ это гравитино , $\lambda$ является дилатино, и $\chi ^{a}$ a gaugino , причем все они являются спинорами Майораны – Вейля. Гравитино и гаудино имеют одинаковую хиральность , тогда как дилатино имеет противоположную хиральность.

Алгебра

Супералгебра суперсимметрии типа I имеет вид ^{[ 9 ]}

\{Q_{\alpha },Q_{\beta }\}=(P\gamma ^{\mu }C)_{\alpha \beta }P_{\mu }+(P\gamma ^{\mu \nu \rho \sigma \delta }C)_{\alpha \beta }Z_{\mu \nu \rho \sigma \delta }.

Здесь $Q_{\alpha }$ это суперзаряд с фиксированной киральностью $PQ_{\alpha }=Q_{\alpha }$ , где $P={\tfrac {1}{2}}(1\pm \gamma _{*})$ — соответствующий оператор проекции . Тем временем, $C$ – оператор зарядового сопряжения и $\gamma ^{\mu }$ являются гамма-матрицами . Правая часть должна иметь ту же киральность, что и суперзаряды, а также должна быть симметричной относительно замены спинорных индексов. Второй член — единственный центральный заряд , допустимый при этих ограничениях с точностью до двойственности Пуанкаре . Это потому, что только в десяти измерениях $P\gamma ^{\mu _{1}\cdots \mu _{p}}C$ с $p=1$ модуль $4$ являются симметричными матрицами. ^{[ 10 ]}^: 37–48^{[ номер 2 ]} Центральный заряд соответствует решению 5-браны в супергравитации, двойственному фундаментальной струне в гетеротической теории струн. ^{[ 11 ]}

Действие

Действие четырехфермионных супергравитации типа I в системе Эйнштейна задается с точностью до членов формулой ^{[ 12 ]}^: 325^{[ номер 3 ]}

S={\frac {1}{2\kappa ^{2}}}\int d^{10}x\ e{\bigg [}R-2\partial _{\mu }\phi \partial ^{\mu }\phi -{\tfrac {3}{4}}e^{-2\phi }H_{\mu \nu \rho }H^{\mu \nu \rho }-{\tfrac {\kappa ^{2}}{2g^{2}}}e^{-\phi }{\text{tr}}(F_{\mu \nu }F^{\mu \nu })

\ \ \ -{\bar {\psi }}_{\mu }\gamma ^{\mu \nu \rho }D_{\nu }\psi _{\rho }-{\bar {\lambda }}\gamma ^{\mu }D_{\mu }\lambda -{\text{tr}}({\bar {\chi }}\gamma ^{\mu }D_{\mu }\chi )

\ \ \ -{\sqrt {2}}{\bar {\psi }}_{\mu }\gamma ^{\nu }\gamma ^{\mu }\lambda \partial _{\nu }\phi +{\tfrac {1}{8}}e^{-\phi }{\text{tr}}({\bar {\chi }}\gamma ^{\mu \nu \rho }\chi )H_{\mu \nu \rho }

\ \ \ -{\tfrac {\kappa }{2g}}e^{-\phi /2}{\text{tr}}[{\bar {\chi }}\gamma ^{\mu }\gamma ^{\nu \rho }(\psi _{\mu }+{\tfrac {\sqrt {2}}{12}}\gamma _{\mu }\lambda )F_{\nu \rho }]

\ \ \ +{\tfrac {1}{8}}e^{-\phi }({\bar {\psi }}_{\mu }\gamma ^{\mu \nu \rho \sigma \delta }\psi _{\delta }+6{\bar {\psi }}^{\nu }\gamma ^{\rho }\psi ^{\sigma }-{\sqrt {2}}{\bar {\psi }}_{\mu }\gamma ^{\nu \rho \sigma }\gamma ^{\mu }\lambda )H_{\nu \rho \sigma }{\bigg ]}.

Здесь $\kappa ^{2}$ – константа гравитационного взаимодействия, $\phi$ является дилатоном, и ^{[ 13 ]}^: 92–93

H_{\mu \nu \rho }=\partial _{[\mu }B_{\nu \rho ]}-{\tfrac {\kappa ^{2}}{g^{2}}}\omega _{{\text{YM}},\mu \nu \rho },

где $\omega _{\text{YM}}$ является следом формы Янга – Миллса Черна – Саймонса, заданной формулой

\omega _{\text{YM}}={\text{tr}}(A\wedge dA+{\tfrac {2}{3}}A\wedge A\wedge A).

Тензор неабелева напряженности поля, соответствующий калибровочному полю $A_{\mu }$ обозначается $F_{\mu \nu }$ . Гамма -матрицы индекса пространства-времени являются позиционно-зависимыми полями. $\gamma _{\mu }=e_{\mu }^{a}\gamma _{a}$ . Тем временем, $D_{\mu }$ ковариантная производная $D_{\mu }=\partial _{\mu }+{\tfrac {1}{4}}\omega _{\mu }^{ab}\gamma _{ab}$ , пока $\gamma _{ab}=\gamma _{a}\gamma _{b}$ и $\omega _{\mu }^{ab}$ это спиновая связь .

Преобразования суперсимметрии

Правила преобразования суперсимметрии задаются до трех фермионных членов формулой ^{[ 12 ]}^: 324

\delta e^{a}{}_{\mu }={\tfrac {1}{2}}{\bar {\epsilon }}\gamma ^{a}\psi _{\mu },

\delta \psi _{\mu }=D_{\mu }\epsilon +{\tfrac {1}{32}}e^{-\phi }(\gamma _{\mu }{}^{\nu \rho \sigma }-9\delta _{\mu }^{\nu }\gamma ^{\rho \sigma })\epsilon H_{\nu \rho \sigma },

\delta B_{\mu \nu }={\tfrac {1}{2}}e^{\phi }{\bar {\epsilon }}(\gamma _{\mu }\psi _{\nu }-\gamma _{\nu }\psi _{\mu }-{\tfrac {1}{\sqrt {2}}}\gamma _{\mu \nu }\lambda )+{\tfrac {\kappa }{g}}e^{\phi /2}{\bar {\epsilon }}\gamma _{[\mu }{\text{tr}}(\chi A_{\nu ]}),

\delta \phi =-{\tfrac {1}{2{\sqrt {2}}}}{\bar {\epsilon }}\lambda ,

\delta \lambda =-{\tfrac {\kappa }{\sqrt {2}}}{\partial \!\!\!/}\phi +{\tfrac {1}{8{\sqrt {2}}}}e^{-\phi }\gamma ^{\mu \nu \rho }\epsilon H_{\mu \nu \rho },

\delta A_{\mu }^{a}={\tfrac {g}{2\kappa }}e^{\phi /2}{\bar {\epsilon }}\gamma _{\mu }\chi ^{a},

\delta \chi ^{a}=-{\tfrac {\kappa }{4g}}e^{-\phi /2}\gamma ^{\mu \nu }F_{\mu \nu }^{a}\epsilon .

Параметр суперсимметрии обозначается $\epsilon$ . Эти правила преобразования полезны для построения спинорных уравнений Киллинга и нахождения суперсимметричных основных состояний .

Отмена аномалий

На классическом уровне супергравитация имеет произвольную калибровочную группу , однако не все калибровочные группы согласованы на квантовом уровне. ^{[ 13 ]}^: 98–101 Механизм подавления аномалий Грина-Шварца используется, чтобы показать, когда калибровочные , смешанные и гравитационные аномалии исчезают на гексагональных диаграммах . ^{[ 4 ]} В частности, единственными теориями супергравитации I типа, свободными от аномалий, являются теории с калибровочными группами ${\text{SO}}(32)$ , $E_{8}\times E_{8}$ , $E_{8}\times {\text{U}}(1)^{248}$ , и ${\text{U}}(1)^{496}$ . Позже было обнаружено, что последние две с абелевыми факторами представляют собой противоречивые теории квантовой гравитации . ^{[ 14 ]} Обе теории без аномалий имеют ультрафиолетовые дополнения к теории струн, где также можно показать, что соответствующие теории струн не содержат аномалий на уровне струн.

Связь с теорией струн

Супергравитация типа I — это низкоэнергетическая эффективная теория поля теории струн типа I и обеих гетеротических теорий струн. В частности, теория струн типа I и ${\text{SO}}(32)$ гетеротическая теория струн сводит к супергравитации I типа с ${\text{SO}}(32)$ группа датчиков, в то время как $E_{8}\times E_{8}$ гетеротическая теория струн сводится к супергравитации I типа с $E_{8}\times E_{8}$ калибровочная группа. ^{[ 13 ]}^: 92–93 Есть дополнительные поправки, которые супергравитация получает в теории струн, в частности, член Черна – Саймонса становится линейной комбинацией трех форм Янга – Миллса Черна – Саймонса, найденных на уровне дерева, и трехформ Лоренца Черна – Саймонса. $\omega _{\text{YM}}\rightarrow \omega _{\text{YM}}-\omega _{\text{L}}$ . ^{[ 15 ]} Эта последняя трехформа представляет собой поправку с более высокой производной, определяемую формулой

\omega _{\text{L}}={\text{tr}}(\omega \wedge d\omega +{\tfrac {2}{3}}\omega \wedge \omega \wedge \omega )

,

где $\omega$ представляет собой спиновую связь. Чтобы сохранить суперсимметрию действия при включении этого члена, к действию необходимо добавить дополнительные поправки от высших производных до второго порядка по $\kappa$ .

В теории струн типа I калибровочная константа связи связана с десятимерной константой связи Янга – Миллса соотношением $g_{YM}^{2}=g^{2}g_{s}$ , а константа связи связана с длиной струны $l_{s}={\sqrt {\alpha '}}$ к $g^{2}=4\pi (2\pi l_{s})^{6}$ . ^{[ 8 ]}^: 318 Между тем, в гетеротической теории струн константа гравитационной связи связана с длиной струны соотношением $2\kappa =l_{s}g$ . ^{[ 13 ]}^: 108

Поля в системе Эйнштейна не совпадают с полями, соответствующими состояниям струны. Вместо этого нужно преобразовать действие в различные струнные рамки посредством преобразования Вейля и переопределения дилатона. ^{[ 13 ]}^: 93

{\text{Heterotic}}:\ \ \ \ \ \ \ \ g_{\mu \nu }=e^{-\phi _{h}/2}g_{h,\mu \nu },\ \ \ \ \ \ \phi =\phi _{h}/2,

{\text{Type I}}:\ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ g_{\mu \nu }=e^{-\phi _{I}/2}g_{I,\mu \nu },\ \ \ \ \ \ \ \phi =-\phi _{I}/2.

S-двойственность между теорией струн типа I и ${\text{SO}}(32)$ гетеротическую теорию струн можно увидеть на уровне действия, поскольку соответствующие действия струнного фрейма эквивалентны правильным переопределениям полей. ^{[ 16 ]} Аналогично, теория Хоржавы-Виттена , описывающая двойственность между $E_{8}\times E_{8}$ гетеротическую теорию струн и М-теорию также можно рассматривать на уровне супергравитации, поскольку компактификация одиннадцатимерной супергравитации на $S^{1}/\mathbb {Z} _{2}$ , дает $E_{8}\times E_{8}$ супергравитация. ^{[ 16 ]}

Примечания

^ Эту супергравитацию иногда записывают как ${\mathcal {N}}=(1,0)$ или ${\mathcal {N}}=(0,1)$ супергравитация для обозначения киральности сверхзаряда, причем эти две теории эквивалентны преобразованию киральности.
^ В первом случае центральная плата не взимается, поскольку это эквивалентно переопределению $P_{\mu }\sim P_{\mu }+Z_{\mu }$ .
^ Масштаб полей изменен с Грина, Шварца, Виттена, ^{[ 12 ]} как $\phi ^{\text{GSW}}=e^{\phi }$ , $H_{\mu \nu \rho }^{\text{GSW}}={\tfrac {g^{2}}{\kappa ^{2}}}H_{\mu \nu \rho }$ , $B_{\mu \nu }^{\text{GSW}}={\tfrac {g^{2}}{\kappa ^{2}}}B_{\mu \nu }$ , а также масштабирование всех фермионов в раз $\kappa ^{-1}$ .

Ссылки

^ Jump up to: ^а ^б Чаплин, ГФ ; Мэнтон, Н.С. (1983). «Объединение теории Янга – Миллса и супергравитации в десяти измерениях» . Буквы по физике Б. 120 (1–3): 105–109. дои : 10.1016/0370-2693(83)90633-0 .
^ Нам, В. (1978). «Суперсимметрии и их представления» . Ядерная физика Б . 135 (1): 149–166. дои : 10.1016/0550-3213(78)90218-3 .
^ Бергшофф, Э.; Де Роо, М.; Де Вит, Б .; Ван Ньювенхейзен, П. (1982). «Десятимерная супергравитация Максвелла-Эйнштейна, ее течения и проблема ее вспомогательных полей» . Ядерная физика Б . 195 (1): 97–136. дои : 10.1016/0550-3213(82)90050-5 .
^ Jump up to: ^а ^б Грин, МБ ; Шварц, Дж. Х. (1984). «Сокращения аномалий в суперсимметричной калибровочной теории D = 10 и теории суперструн» . Буквы по физике Б. 149 (1–3): 117–122. дои : 10.1016/0370-2693(84)91565-X .
^ Адамс, Аллан ; ДеВульф, О.; Тейлор, В. (2010). «Струнная универсальность в десяти измерениях». Физ. Преподобный Летт . 105 : 071601. arXiv : 1006.1352 . doi : 10.1103/PhysRevLett.105.071601 .
^ Гросс, диджей ; Харви, JA ; Мартинец, М .; Ром, Р. (1986). «Гетеротическая теория струн: (II). Взаимодействующая гетеротическая струна» . Ядерная физика Б . 267 (1): 75–124. дои : 10.1016/0550-3213(86)90146-X .
^ Далл'Агата, Г.; Загерманн, М. (2021). Супергравитация: от первых принципов к современным приложениям . Спрингер. ISBN 978-3662639788 .
^ Jump up to: ^а ^б Беккер, К.; Беккер, М .; Шварц, Дж. Х. (2006). Теория струн и М-теория: современное введение . Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-0521860697 .
^ Таунсенд, ПК (1995). «П-бранная демократия». Мир в одиннадцати измерениях. Супергравитация, супермембраны и М-теория . ЦРК Пресс. ISBN 978-0750306720 .
^ Фридман, ДЗ ; Ван Пройен, А. (2012). Супергравитация . Кембридж: Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-0521194013 .
^ Строминджер, А. (1990). «Гетеротические солитоны». Нукл. Физ. Б. 343 : 167–184. дои : 10.1016/0550-3213(90)90599-9 .
^ Jump up to: ^а ^б ^с Грин, М .; Шварц, Дж. Х. ; Виттен, Э. (1988). Теория суперструн: издание к 25-летию: Том 2 . Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-1107029132 .
^ Jump up to: ^а ^б ^с ^д ^и Полчински, Дж. (1998). Теория струн, том II: Теория суперструн и не только . Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-1551439761 .
^ Адамс, Аллан ; ДеВульф, О.; Тейлор, В. (2010). «Струнная универсальность в десяти измерениях». Физ. Преподобный Летт . 105 : 071601. arXiv : 1006.1352 . doi : 10.1103/PhysRevLett.105.071601 .
^ Нат, П. (2016). «18». Суперсимметрия, супергравитация и объединение . Издательство Кембриджского университета. п. 420–421. ISBN 978-0521197021 .
^ Jump up to: ^а ^б Ортин, Т. (2015). Гравитация и струны (2-е изд.). Кембридж: Издательство Кембриджского университета. п. 702. ИСБН 978-0521768139 .

[7] Эту супергравитацию иногда записывают как ${\mathcal {N}}=(1,0)$ или ${\mathcal {N}}=(0,1)$ супергравитация для обозначения киральности сверхзаряда, причем эти две теории эквивалентны преобразованию киральности.

[12] В первом случае центральная плата не взимается, поскольку это эквивалентно переопределению $P_{\mu }\sim P_{\mu }+Z_{\mu }$ .

[15] Масштаб полей изменен с Грина, Шварца, Виттена, ^{[ 12 ]} как $\phi ^{\text{GSW}}=e^{\phi }$ , $H_{\mu \nu \rho }^{\text{GSW}}={\tfrac {g^{2}}{\kappa ^{2}}}H_{\mu \nu \rho }$ , $B_{\mu \nu }^{\text{GSW}}={\tfrac {g^{2}}{\kappa ^{2}}}B_{\mu \nu }$ , а также масштабирование всех фермионов в раз $\kappa ^{-1}$ .

[Manton-1] Jump up to: ^а ^б Чаплин, ГФ ; Мэнтон, Н.С. (1983). «Объединение теории Янга – Миллса и супергравитации в десяти измерениях» . Буквы по физике Б. 120 (1–3): 105–109. дои : 10.1016/0370-2693(83)90633-0 .

[2] Нам, В. (1978). «Суперсимметрии и их представления» . Ядерная физика Б . 135 (1): 149–166. дои : 10.1016/0550-3213(78)90218-3 .

[3] Бергшофф, Э.; Де Роо, М.; Де Вит, Б .; Ван Ньювенхейзен, П. (1982). «Десятимерная супергравитация Максвелла-Эйнштейна, ее течения и проблема ее вспомогательных полей» . Ядерная физика Б . 195 (1): 97–136. дои : 10.1016/0550-3213(82)90050-5 .

[GS-4] Jump up to: ^а ^б Грин, МБ ; Шварц, Дж. Х. (1984). «Сокращения аномалий в суперсимметричной калибровочной теории D = 10 и теории суперструн» . Буквы по физике Б. 149 (1–3): 117–122. дои : 10.1016/0370-2693(84)91565-X .

[5] Адамс, Аллан ; ДеВульф, О.; Тейлор, В. (2010). «Струнная универсальность в десяти измерениях». Физ. Преподобный Летт . 105 : 071601. arXiv : 1006.1352 . doi : 10.1103/PhysRevLett.105.071601 .

[6] Гросс, диджей ; Харви, JA ; Мартинец, М .; Ром, Р. (1986). «Гетеротическая теория струн: (II). Взаимодействующая гетеротическая струна» . Ядерная физика Б . 267 (1): 75–124. дои : 10.1016/0550-3213(86)90146-X .

[Dall-8] Далл'Агата, Г.; Загерманн, М. (2021). Супергравитация: от первых принципов к современным приложениям . Спрингер. ISBN 978-3662639788 .

[BBS-9] Jump up to: ^а ^б Беккер, К.; Беккер, М .; Шварц, Дж. Х. (2006). Теория струн и М-теория: современное введение . Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-0521860697 .

[10] Таунсенд, ПК (1995). «П-бранная демократия». Мир в одиннадцати измерениях. Супергравитация, супермембраны и М-теория . ЦРК Пресс. ISBN 978-0750306720 .

[Freedman-11] Фридман, ДЗ ; Ван Пройен, А. (2012). Супергравитация . Кембридж: Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-0521194013 .

[13] Строминджер, А. (1990). «Гетеротические солитоны». Нукл. Физ. Б. 343 : 167–184. дои : 10.1016/0550-3213(90)90599-9 .

[Witten-14] Jump up to: ^а ^б ^с Грин, М .; Шварц, Дж. Х. ; Виттен, Э. (1988). Теория суперструн: издание к 25-летию: Том 2 . Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-1107029132 .

[Pol-16] Jump up to: ^а ^б ^с ^д ^и Полчински, Дж. (1998). Теория струн, том II: Теория суперструн и не только . Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-1551439761 .

[17] Адамс, Аллан ; ДеВульф, О.; Тейлор, В. (2010). «Струнная универсальность в десяти измерениях». Физ. Преподобный Летт . 105 : 071601. arXiv : 1006.1352 . doi : 10.1103/PhysRevLett.105.071601 .

[18] Нат, П. (2016). «18». Суперсимметрия, супергравитация и объединение . Издательство Кембриджского университета. п. 420–421. ISBN 978-0521197021 .

[Ortin-19] Jump up to: ^а ^б Ортин, Т. (2015). Гравитация и струны (2-е изд.). Кембридж: Издательство Кембриджского университета. п. 702. ИСБН 978-0521768139 .

[ 1 ]

[ 2 ]

[ 3 ]

[ 4 ]

[ 5 ]

[ 6 ]

[ номер 1 ]

[ 7 ]

[ 8 ]

[ 9 ]

[ 10 ]

[ номер 2 ]

[ 11 ]

[ 12 ]

[ номер 3 ]

[ 13 ]

[ 14 ]

[ 15 ]

[ 16 ]

v т и Суперсимметрия
General topics	Supersymmetry Supersymmetric gauge theory Supersymmetric quantum mechanics Supergravity Superstring theory Super vector space Supergeometry
Supermathematics	Superalgebra Lie superalgebra Super-Poincaré algebra Superconformal algebra Supersymmetry algebra Supergroup Superspace Harmonic superspace Super Minkowski space Supermanifold
Concepts	Supercharge R-symmetry Supermultiplet Short supermultiplet BPS state Superpotential D-term FI D-term F-term Moduli space Supersymmetry breaking Konishi anomaly Seiberg duality Seiberg–Witten theory Witten index Wess–Zumino gauge Localization Mu problem Little hierarchy problem Electric–magnetic duality
Theorems	Coleman–Mandula Haag–Łopuszański–Sohnius Nonrenormalization
Field theories	Wess–Zumino N = 1 super Yang–Mills 4D N = 1 N = 4 super Yang–Mills Super QCD MSSM NMSSM 6D (2,0) superconformal ABJM superconformal
Supergravity	Pure 4D N = 1 supergravity 4D N = 1 supergravity N = 8 supergravity Higher dimensional 11D supergravity Type I supergravity Type IIA supergravity Type IIB supergravity Gauged supergravity
Superpartners	Axino Chargino Gaugino Goldstino Graviphoton Graviscalar Higgsino LSP Neutralino R-hadron Sfermion Sgoldstino Stop squark Superghost
Researchers	Affleck Bagger Batchelor Berezin Dine Fayet Gates Golfand Iliopoulos Montonen Olive Salam Seiberg Siegel Roček Rogers Wess Witten Zumino